WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 12 |

«М. Маскет Течение однородных жидкостей в пористой среде Перевод М. А. Геймана Москва • Ижевск 2004 УДК 622 The Flow of Homogeneous Fluids Through Porous Media ВУ М. MUSKAT, PH. D. ...»

-- [ Страница 3 ] --

Часть I. Основы Следует заметить, что если действительная мощность песчаника h превосходит величину вскрытия последнего he, то, чтобы принять в расчет частичное вскрытие пласта в нормально работающих под давлением скважинах, формулировка уравнения (3) должна быть поправлена коэфициентом из фиг. 17 совершенно также, как это описано для уравнений (1) и (2). Соответственно этому в случае применения уравнения (4) ? когда действительная мощность песчаника превосходит величину вскрытия последнего скважиной или видимую мощность, h и если he, hw представляют собой напоры жидкости, считая от забоя скважины, применение поправочных коэфициентов опять возместит влияние недостаточного вскрытия пласта1. Методика фактических определений к по вышеприведенным формулам, должна состоять в основном из измерения забойного давления в резервуаре Ре или высоты столба жидкости he в скважине, закрытой на достаточно продолжительный отрезок времени, чтобы достигнуть состояния равновесия между жидкостью в ней и окружающем песчанике, а также из измерения дебита Q, Q или Q m, соответствующего значению забойного давления Pw или высоте столба жидкости hw в процессе фонтанирования скважины с дебитом Q. Измерения должны быть произведены только при установившемся режиме течения и после того, как погаснет переходное состояние2, наступающее за открытием скважины после ее остановки или же при изменении величины предыдущего отбора. В этом можно удостовериться, только отмечая, когда забойное давление или высота столба жидкости достигнут своего установившегося значения при твердо сохраняющейся величине дебита Q или же меняющемся значении последнего. В дополнение к этим фактическим опытам с течением необходима также подсчитать или измерить мощность песчаника h. Хотя h не входит непосредственно в уравнение (3), тем не менее значение его необходимо знать даже и в этом случае. Тогда можно быть уверенным, что поток в действительности гравитационный и что уравнение (3) приложимо к рассматриваемому случаю. Наиболее точное определение h или фактическое вскрытие пласта берется в общем по буровому разрезу скважины. Если это невыполнимо или является по каким-либо причинам не удовлетворяющим по тавленным требованиям, можно использовать данные по соседним скважи3 нам. Однако, поскольку рассматривается определенная скважина, то Аналитическое доказательство справедливости применения поправочных коэфициентов будет приведено в гл. VI, п. 20. 2 В гл. X, п. 6 приведен несколько отличный метод полевого измерения проницаемости пористой среды, основывающийся на измерении скорости подъема жидкости в стволе скважины, после того как столб жидкости был снижен от его положения равновесия. 3 Кровля продуктивного песчаника в системах негравитационного течения может быть установлена, по крайней мере принципиально, при условии, что измерения производятся достаточно аккуратно. Для непрерывного диапазона забойного давления и построения графика Я/{Ре~Р^) по отношению к PWf от,мечая значение, при котором это отношение начинает возрастать благодаря добавлению составляющей гравитационного течения, по мере того как высота жидкости в скважине падает ниже кровли песчаника, получим значение столба жидкости, эквивалентного мощности песчаника (для совершенной скважины)* Глава II. Закон Дарси и изменение проницаемости пористой среды всякий замер Q и Ар или hi—h% даст в общем необходимые данные,, чтобы произвести по ним подсчет максимального текущего дебита скважины, а также дебитов при любом заранее намеченном значении Pw или hWi что обычно и является действительной целью измерений. Поскольку течение является ламинарным, дебиты будут прямо пропорциональны Ре — Pw или hi—h% (для обычного гравитационного течения). Поэтому всякий замер Q и Ре—Pw или Щ—hi, даст коэф. циент пропорциональности, включающий геометрические и физические параметры, который в состоянии продиктовать текущие дебиты для остальных значений Pe—Pw или hl—h^ Что касается значения пластового давления Ре или высоты столба жидкости he, следует заметить, что производство двух наблюдений дебита Q для двух значений Pw или hw позволяет исключить Ре или he из формул. Заменяя разность двух значений Q через AQ и разность значений P w или /zj, через APW и Ah^, можно убедиться из уравнений (1), (2), (3) и (4), что к на основании такой пары наблюдений определится из следующего выражения: In r 2nhAPw для жидкостей при радиальном потоке, 2nhAPw для газов при радиальном потоке и для простого и сложного гравитационного течения. Разумеется, если известны Ре или het то значения к, подсчитанные для каждого эксперимента из уравнений (1—4), должны быть согласными между собой. Несоответствие значений будет указывать на ошибку в измерении или на иной—неструйный режим течения. По этой же самой причине при определении проницаемости общим правилом должно быть измерение значений Q по крайней мере для двух значений P w или hw. Следующим моментом, который необходимо отметить в связи с применением вышеуказанных формул при определении к в полевых экспериментах, будет то, что формулы, выведенные для строго радиального течения, могут безопасно применяться, даже когда течение не является больше строго радиальным. Так, для случая, представленного уравнениями (1) и (2), можно совершенно строго доказать (гл. IV, п. 5), что если даже давления по всей поверхности кругового контура радиусом ге далеки от постоянства, полученные уравнения остаются справедливыми. Это возможно при условии, что для пластового давления Ре будет принято его среднее значение, которое фактически может иметь место по всей поверхности контура. Соответственно, если скважина не находится в центре кругового контура, выражения для радиального течения все же остаются справедливыми, хотя бы местоположение скважины находилось на очень небольшом расстоянии от контура (гл. IV, п. 6).

Часть I. Основы Фактически можно сохранить вышеуказанные уравнения для к, даже если граница дренирования не является больше окружностью, при условии замены ге соответственно обоснованным средним расстоянием от скважины до действительной границы (гл. IV, п. 16). Эти положения могут быть строго доказаны только для систем с негравитационным течением. Вместе с тем ясно, что так как они вытекают в основном из геометрии течения, то эти положения, без сомнения, будут относительно справедливы также и для гравитационных течений. Фактически можно показать на основе приближенной теории гравитационного течения в скважину, разработанной в главе VI, п. 20, что указанные выше обобщения уравнений (1) и (2) выдерживаются при тех же самых условиях также и для. случая гравитационного течения, для которого даны уравнения (3) и (4). Наконец, следует помнить, что в основе вышеприведенного рассмотрения лежит подразумевающееся допущение 1 однородности песчаника. Только в том случае, когда это допущение совершенно справедливо, можно ожидать, что значение к, определенное полевым экспериментом в данной скважине, будет согласно с величиной, полученной лабораторным измерением керна, который мог быть взят из той же самой скважины. Если песчаник слоист или же имеет участки или прослойки с меняющейся проницаемостью, такого согласия ожидать нельзя. В этих случаях полевой замер дает „эффективную" проницаемость, которая, не характеризуя ни одного элемента среды, тем не менее является параметром большей практической значимости, чем тщательно проведенное определение значения проницаемости, полученное в лаборатории для маленького образца. Эта причина и обусловливает ту разницу, благодаря которой полевые измерения будут всегда давать более точные средства предугадывания фактических текущих дзбитов скважины при различных противодавлениях, чем по существу своему более дорогие лабораторные определения проницаемости единичных образцов песчаника, даже если можно будет располагать последними в достаточном количестве. 12. Типовые значения проницаемости. Измерения проницаемости производились многими экспериментаторами в течение последних 40 лет. Однако наиболее систематизированный опубликованный перечень результатов измерений проницаемости нефтяных песков, выполненных со всеми предосторожностями, необходимыми, чтобы обеспечить тщательность полученных результатов, принадлежит Фенчеру, Льюис и Бэрнесу 2. Более ранние определения, произведенные Бэрб и Брэнсон, были все проделаны с помощью воды. Многие из определений Фенчера, Льюис и Бэрнеса, были выполнены при помощи экспериментов с движением воздуха уже после того, как было признано равенство между На протяжении всей работы сделано дополнительное допущение об' однородности жидкостей. Поэтому необходимо быть осторожным и не применять формул, выведенных в настоящей работе, к таким случаям, где, например, в песчанике освобождаются значительные количества газа, по мере того как жидкость (нефть) уходит в скважины. Величины „эффективной" проницаемости, полученные на основании применения этих формул, к таким случаям не будут постоянными течения, но будут изменяться в целом в зависимости от скорости течения и количества газа5 освободившегося в пласте песчаника. 2 F a n c h e r, L e w i s and B a r n e s, цитированная работа.

Глава II. Закон Дарси и изменение проницаемости пористой среды измерениями проницаемости с помощью жидкостей и газов. Большое преобладание данных о песчаниках из Пенсильвании обязано не только близости этих исследователей к нефтяным месторождениям Пенсильвании, но и тому обстоятельству, что в северо-западной части указанных месторождений стало текущей практикой отбирать керны и определять проницаемость продуктивных песчаников РО всех новых скважинах, которые бурились для целей заводнения нефтяных горизонтов. Однако в этой же таблице приводится достаточное количество определений и по другим месторождениям, чтобы дать, по крайней мере, общее представление о порядке величины проницаемости, которую можно встретить в различных пластах. Последовательные замеры образцов из одного и того же месторождения показывают большое разнообразие проницаемости, которое можно встретить в том же самом продуктивном горизонте. Фенчер, Льюис и Бэрнес приводят некоторые весьма интересные примеры изменчивости проницаемости образцов песчаника из одной и той же скважины. Их данные особенно резко показывают наличие прослойков непроницаемых глинистых сланцев, полученных в результате исследования образцов при непрерывном керноотборе. Из рассмотрения данных по скважине следует заметить, что хотя пористости в целом остаются почти неизменными, в отношении проницаемости Брадфордский песчаник представлен двумя отличными разностями. В то время как второй образец показывает в целом удовлетворительную степень однообразия проницаемости, в первом керне имеются две вполне определенные „плотные" зоны. Третий образец являет собой пример замечательного постоянства пористости с весьма умеренными колебаниями проницаемости. Четвертый керн как будто является характерным для брадфордского песчаника. Он показывает неустойчивость проницаемости и отчетливую слоистость песчаника 1. Эти же авторы показывают достаточно высокую проницаемость типичного песчаника Венанго. Значительную изменчивость ее можно наблюдать в некоторых кернах, взятых с непрерывным отбором, например, в образце песчаника Клерендон. В этом случае только три образца песчаника на мощности 11,1 м имеют проницаемость, которую можно замерить в условиях эксперимента, и эти значения показывают колебания в 54 раза, Полученные результаты дают довольно интересный материал, который можно получить систематическим измерением проницаемости. В то же самое, время они показывают, что допущение однородности пористой среды, которая слагает подземные резервуары, несущие жидкость, является совершенно ложным. Несмотря на это обстоятельство, можно найти полное оправдание принятой однородности, так как иначе большинство проблем практической значимости без этого допущения не будет доступно для аналитической обработки, а отсюда их, нельзя будет Интересно заметить, что отчетливая слоистость брадфордского песчаника подтверждается также и несоответствием между временем, потребным для прохождения воды от инжекиионной скважины к эксплоатационной в типовых установках по заводнению, рассчитанных теоретически и наблюденных в промысловой практике (гл. IX, п. 33), также см. М. Mu s k a t and R. D.'Wyc k o f i A. 1 M. E. Techn. Pubj., 507, 1933.

Часть I. Основы подвергнуть количественному рассмотрению. Тем не менее имеются все физические основания полагать, что в большинстве случаев отсутствие однородности, показанное в табл. 8, не влияет серьезно на справедливость выводов, полученных на базе этого допущения. Когда скважины полностью вскрывают песчаный пласт, течение двухмерное и его основные свойства, включая сюда распределение давления и линий тока, не зависят от численного значения проницаемости. Действительно, одно и то же явление будет иметь место в двух параллельных или примыкающих слоях различной проницаемости при условии, что граничные условия остаются теми же. Единственная физическая разница между ними будет заключаться в том, что численные величины скоростей жидкости для соответственных точек этих двух слоев будет всегда находиться в зависимости от их проницаемости. Все эти теоретические выводы, основанные на допущении, что слоистый песчаник эквивалентен единичной однородной пористой среде, будут совершенно справедливы, при одном лишь условии, что проницаемость, входящая в выражения для скоростей суммарного течения, берется как средневзвешенная величина из всех определенных значений для различных слоев согласно их мощностей. Суммарное течение будет иметь правильную величину с этой поправкой, а скорость в любой точке будет средневзвешенной из скоростей в различных слоях. Отсюда, поскольку изменчивость проницаемости в горизонтальном направлении не имеет значительной величины, можно при теоретическом исследовании таких проблем, которые в основном двухмерны и где проекция течения представлена горизонтальной плоскостью, совершенно не при* нимать во внимание изменчивости ее в вертикальном направлении. По отношению к изменчивости проницаемости в горизонтальном направлении следует заметить, что за исключением того случая, когда эти изменения имеют место в непосредственной близости к забою скважины или сходящейся поверхности стока, только такие изменчивости представляют собой практическую значимость, которые имеют значительное распространение по площади. Влияние рассеянных локализированных пятен высокой или низкой проницаемости будет усереднено в течении, имеющем большие размеры, и его совершенно не следует принимать в расчет при аналитических выкладках* В тех проблемах, что рассматривают частичное вскрытие песчаника скважинами или же просачивание под плотинами, где значительная часть или же все течение движется в направлении крупных изменений проницаемости, последние, разумеется, могут серьезно влиять на основные свойства потока. В этом случае, если только принять в расчет изменения проницаемости, могут быть получены точные выводы. Тем не менее ввиду огромных аналитических трудностей, связанных с этим расчетом, наличие изменений проницаемости, за исключением известных простых случаев, заставляет нас вернуться к допущению однородности, так как только последним путем мы можем получить определенные результаты полуколичественного характера. В большинстве проблем качественная сторона явления неоднородности может быть достаточно легко установлена физическими доказательствами, и выводы, основывающиеся на допущении постоянства проницаемости, дадут ограничивающие случаи по отношению к тем, где проницаемость является величиной переменной.

Глава II. Закон Дарси и изменение проницаемости пористой среды С той же самой точки зрения можно рассматривать и значимость анизотропности песчаника, как это показывают относительные значения проницаемости, замеренные параллельно и перпендикулярно плоскостям напластования. Из 65 пар данных, имеющихся в таблице Фэнчера, Льюиса и Бэрнеса более чем две трети (46) дают значение проницаемости параллельно плоскостям напластования выше по сравнению с теми, которые определены в плоскости, нормальной к последним. Отношение между этими двумя значениями проницаемости колеблется от 1 до 42. С другой стороны, среди тех случаев, где проницаемость нормально к плоскости напластования превосходит проницаемость в плоскости, параллельной последней, максимальное отношение между этими двумя величинами составляет 7,3. Здесь опять следует заметить, что допущение изотропности, лежащей в основе анализа практически всех проблем, рассматриваемых в последующих главах, будет вполне достаточным, чтобы дать правильное представление о важнейших свойствах течения, в большинстве случаев представляющих промышленный интерес. В действительности, это будет совершенно справедливо, если течение двухмерно и проекции его параллельны плоскостям напластования. При этих условиях просто отсутствует слагаемая скорости, нормальная к плоскости напластования, так что проницаемость в этом направлении не входит в задачу 1. С другой стороны, когда эта задача включает составляющие течения более чем в одном направлении с различными величинами проницаемости, анизотропность может быть принята в расчет, применяя преобразование, координат. Последнее описано в гл. IV, п. 15 и освещается исследованием в гл. V, п. 5 проблемы о скважинах, частично вскрывающих анизотропный продуктивный песчаник. Как это будет показано ниже, аналитическое решение задачи в системе преобразованных координат эквивалентно такому, что соответствует течению в изотропной среде с соответственно измененными границами. Поэтому с аналитической точки зрения при рассмотрении таких анизотропных систем приходится возвращаться к решению изотропных систем с несколько видоизмененной геометрией, так что полное рассмотрение последних включает в то же самое время неявное решение аналогичных проблем, где можно по желанию принять в расчет анизотропию. Отсюда в большинстве случаев совершенно достаточно рассмотреть сначала проблему, как заданную в изотропной среде, и только в самом конце, если подвергается изучению влияние анизотропии, ввести соответствующее преобразование координат. Типичные данные о проницаемости несцементированных пористых разностей приведены в табл. 7. В таблицу включены данные о пористости, чтобы показать более ясно характеристику природы пористой среды в дополнение к той, что дается ситовым анализом, так как на основании вывода, сделанного в гл. II, п. 6, проницаемость несцементированной пористой среды данного агрегата песчаных зерен может изменяться в широких пределах, завися от пористости, полученной при набивке. Несцементированная разность не включает в себя См. гл. V, п. 5, особенно фиг. 87, показывающую, что для скважины, полностью вскрывшей песчаник, текущие дебиты не зависят от проницаемости нормальной к плоскости напластования.

Часть I. Основы лишнюю переменную, определяемую цементацией ее, и чья изменчивость может явиться причиной больших отклонений проницаемости различных песчаников приблизительно с одним и тем же средним размером зерна и пористости. В таблице перечислено только немногое из проделанного большого количества измерений. Тем не менее они дают достаточно материала, чтобы показать, по крайней мере, порядок величины чисел, которые можно получить из определений проницаемости несцементированной пористой среды. Таблица 7 Проницаемости и пористости несцементированных песков Зернистость песка 30-40 40-50 50-60 60-70 70-80 80—100 100—120 120-140 Тонкие неоднородные пески Илы Тонкие пылевидные пески Пористость, Проницаемость, о/ /о дарси 40,0 40,0 40,0 40,0 40,0 40,0 40,0 40,0 30-35 36—41 37— 344,81 65,89 43,46 30,96 26,36 10,49 9,93 9,26 1—10 5—180* 0,01—0,1** 13. Измерения пористости. Как это уже было показано в предыдущих разделах, производительность однородной жидкости, движущейся в пористой среде, полностью определяется проницаемостью последней и только косвенно зависит от пористости, которая в основном является статическим свойством. Тем не менее пористость имеет огромнейшую значимость при промышленной оценке пористых разностей, заполненных нефтью или газом, так как она определяет суммарное содержание жидкости в таких резервуарах. Поэтому мы вкратце опишем некоторые типовые методы измерения пористости пористой среды, коснувшись только основных принципов, заключенных в этих методах1. Следует сделать различие между абсолютной пористостью среды и ее эффективной пористостью. Первая дает суммарный объем всех пустот в пористой среде в процентах по отношению к ее валовому объему и в случае сцементированной разности будет включать в себя объем всего порового пространства вне зависимости от того, соединяются ли между собой поры для движения жидкостей или нет. Второе понятие относится только к той части порового пространства, которое предоставлено потоку жидкости. Совершенно ясно, что только соединяющиеся поры могут влиять на проницаемость среды как косвенным путем, так и непосред* V a i d h i a n a t h a n V. L. arid Lu t h r a H. R., Punjab Irrigation Research Institute, Research Pub., 2, № 2, 1934. ** T r a x l e r R. N. and B a u m L. A. H., Physics, 7, 9, 1936. 1 Более подробный обзор всех этих методов можно найти в работе Фенчера, Льюиса и Бэрнеса, а также см. работу О. Е. Meinzer U. S. Geol. Surv. Watersupply Paper, 489, 1923.

Глава II. Закон Дарси и изменение проницаемости пористой среды 101 ственно воздействуя на нее. Однако для полноты опишем оба метода определения как для полной, так и эффективной пористости пористой среды. Общепризнанный и наиболее точный метод определения суммарной пористости образца горной породы принадлежит Мельчеру и Нэттингу1. Этот метод является полностью гравиметрическим и покоится на следующем соотношении:

/ = 1 0 o ( l - ^ ) = 100(l -^j, (1) где /-—пористость, Vg и yg— объем и плотность зерен песка в образце и Уъ> Уь—валовой объем и видимая (валовая) плотность образца. После тщательного экстрагирования какой бы то ни было жидкости из образца и высушивания его так, как это было описано при рассмотрении измерений проницаемости, плотность уь определяют следующими этапами: 1) производят взвешивание образца;

2) покрывают образец тонким слоем парафина или коллодия определенной плотности и снова подвергают его взвешиванию;

прирост в весе, деленный на плотность покрытия, дает объем последнего 2 ;

3) погружают образец в заполненный водой пикнометр, предварительно взвешенный пустым и с заполнением воды, и подвергают его опять взвешиванию. Потеря веса, найденного этапом (3), деленная на плотность воды, даст объем покрытого защитной пленкой образца, а вычитая объем покрытия и деля на вес (1), получают искомую величину уъ. Затем определяют плотность зерен песка, раздробляя образец в ступке и измеряя объем взвешенного количества зерен 3, замещением жидкости (тетрахлорэтан или тетралин) в пикнометре методом, аналогичным описанному при нахождении уь. Затем по уравнению (1) находят значение /. Значительно более простая процедура представлена методом Русселя 4, который базируется на 1-й части уравнения (1) и требует только объемных измерений. Валовой объем образца определяется с помощью 1 M e l c h e r A. F., А. I. М. Е., 65, 469, 1921;

Amer. Assoc. Petrol. Geolog., 8 716 1924;

там же, 9, 442, 1925;

N u t i n g P. G., Amer. Assoc. Petrol. Geolog., 14, 1337, 1930. 2 ЕСЛИ В качестве иммерсионной жидкости применяется ртуть, этот этап может быть опущен, за исключением образцов с крупными порами. В последнем случае было установлено, что наиболее удобным прибором для взвешивания являются весы Жоли, измененные Эти (Athy, Amer. Assoc. Petrol. Geolog., 14, 1337, 1930). 8 Следует заметить, что при экспериментировании с нефтяными или водяными песками не следует сушить зерна песка после раздробления образца, чтобы получить плотность зерен. В уравнении (1) yg следует рассматривать как определяющую также содержание массы жидкости в изолированных порах образца. Если для нахождения у взята абсолютная плотность высушенных зерен, уравнение (1) даст ошибку в величине суммарной пористости Af=Yidt/Ygf где уг — средняя плотность жидкости в изолированных порах и <5/—разность между суммарной и эффективной пористостью (М. Muskat, Rev. Sci. Instr., 7, 503, 1936). Так, если У 1 = 1, df=\%, y e = 2,6, то 4 / = 0,38%, что полностью сводит на-нет высокую тщательность, которая присуща методике определения Уь и yg. 4 R u s s е 1 W. L., Amer. Assoc. Petrol. Geolog., 10, 931, 1926;

см. также Н. R. Brankstone, Geaby W. В. and Smith W. O., Amer. Assoc. Petrol Geol., 16, 915, 1932.

Часть I. Основы стеклянного волюметра (фиг. 18), который состоит в основном из двух сосудов приблизительно одинакового объема, соединенных двумя параллельными градуированными трубками. Нижний сосуд присоединяется притертой поверхностью к небольшому контейнеру для образца. Прибор повертывается, и верхний сосуд заполняется тетрахлорэтаном до откалиброванной нулевой отметки. Образец, хорошо насыщенный тетрахлорэтаном, помещается в контейнер. Оба сосуда затем соединяются вместе и прибор возвращается в свое первоначальное положение. Замещение предварительно введенной жидкости в образец отмечается по Фиг. 18. Аппарат Руссе ля для определения пористости:

7 — градуированные трубочки;

2 — нулевая точка;

3 — контейнер для образца породы.

Фиг. 19. Порозиметр Уэшберна и Бэнтинга.

Фиг. 20. Схематическое изображение подъемного приспособления для сосуда, выравнивающего уровни в порозиметре типа Уэшберна — Бэнтинга.

калиброванным соединительным трубкам, давая, таким образом, непосредственный валовой объем образца. Та же самая процедура, но с соответствующими видоизменениями повторяется над раздробленными зернами песка образца, и устанавливается их объем. Пористость определяется подстановкой искомых величин в уравнение (1). Этот метод принципиально дает непосредственные и прямые показания. Однако он требует исключительно высокую технику эксперимента, чтобы избежать значительных ошибок, могущих возникнуть при переносе образца после насыщения в волюметр, а также при разрушении образца на составляющие его зерна. Кроме того, при опыте с уплотненными песчаниками неполное насыщение образца поведет к дополнительным ошибкам. Это может про* изойти благодаря последующему проникновению жидкости из волю* метра в образец, после того как последний ввели в контейнер и подвергли иммерсии.

Глава II. Закон Дарси и изменение проницаемости пористой среды 103 Один из первых методов, разработанных для измерения эффективной пористости и главный принцип которого является основой большинства конструкций „газовых порозиметров", принадлежит Уэшберну и Бентингу1. Основной принцип его заключается в непосредственном измерении объема воздуха или газа, содержащегося в соединяющемся поровом пространстве при атмосферном давлении, после того как газ подвергнут расширению. Определение пористости выполняется на порозиметре, представленном на фиг. 19—20, где А — камера для образца, В — камера расширения, С — градуированный капилляр, припаянный к верхней части В и снабженный краном на конце. Сначала улавливается воздух в образце при атмосферном давлении поднятием уравнительного сосуда, пока уровень ртути в порозиметре не поднимется выше крана при его закрытом положении. Затем уравнительный сосуд опускается вниз, чтобы уменьшить давление в порозиметре и позволить воздуху, заключенному в образце, расшириться и проникнуть в градуированную трубку. Объем этого удалившегося воздуха при атмосферном давлении замеряется вторичным поднятием уравнительного сосуда, лока ртуть в нем и в градуированной трубке не установится на одной высоте. После того как воздух, собравшийся в градуированной трубке, будет удален открытием крана и будет произведено повторное наполнение трубки ртутью до уровня последнего, объем воздуха, остающегося в образце при уменьшенном давлении, соответствующем той величине, при которой был удален первый замеренный объем, определяется повторением первоначальной процедуры. Этот процесс повторяетдя до тех пор, пока остающееся количество воздуха в образце не становится настолько малым по объему, что его можно не принимать во внимание. Затем валовой объем образца замеряется методом замещения или гравиметрическим. Отношение этих величин дает значение пористости2. Отличный метод предложен Бэрнесом 3. Основой этого метода, который также дает значение эффективной пористости, является определение объема сообщающихся пор взвешиванием высушенного образца, а затем насыщенного тетрахлорэтаном. Разность этих двух весов, деленная на плотность жидкости, даст искомый объем. Полное насыщение образца достигается отсасыванием воздуха, заполнявшего его соединяющиеся поры, из высушенного предварительно керна в процессе иммерсии в сосуде с тетрахлорэтаном. Когда сосуд открыт в атмосферу, жидкость проникает и насыщает эвакуированные поры. Валовый объем образца ' определяется затем по W a s h b u г п Е. W. and B u n t i n g E. N.. journ. Amer Ceramic Soc, 5,48,112, 1922. 2 Процедура, описанная здесь, в действительности представляет собой видоизменение первоначального метода Уэшберн-Бэнтинга, разработанное Фенчером, Льюисом и Бэрнесом. Дальнейшие вариации первоначального принципа предусматривают расширение газа в образце и камере образца, заполненной под высоким давлением, в другую камеру с установленным объемом (С. J. Coberly and Stevens А. В., Д. I. M. E.5 Petr. Dev. Technol., 103, 261, 1933), или же в бюретку с атмосферным давлением (R. В. Barnes, р. 50, Prod, Bull., 217, Amer. Petrol. Inst., 1936). Объем зерен образца получается непосредственным приложением закона Бойля. 5 В a rn e s К. В., Bull. Mineral Ind. Exp. Sta., Penn State College, 10, Часть I. Основы Таблицаs Пористость сцементированных песчаников и горных пород Суммарная пористость, % Эффективная пористость, % Песчаник Месторождение МельУэшбернчер-Нэт- Русс ель Бентинг Б е р э е ТИНР Стоктон Стоктон, Нью-Йорк. Лэмбервилл.

•..

• * Чикис г/ Нарвой стейшен... Валлей )/ Фордж...

'* • •• 3-й Венанго Ойл Сити 11,4 13, 1,3 2,9 7,9 3,7 4,3 3,8 4,3 4,9 6,0 7,8 7,5 8,5 9,8 11,3 12,7 13,0 13,3 14,5 15,3 15,5 16,0 16,3 17,1 17,7 17,8 17,8 13,1 13,4 13,5 13,6 13,7 15,7 16,1 16,2 16,9 10,0 11,8. 12, 8,3 12,6 13,3 14,6 14,9 14,9 15,7 14,7 15,3 20,9 21,6 12,2 13,3 13,3 13,4 13,2 15,4 15,6 15,2 15,3 9,9 11, 1,2 2,7 7,6 3,5 4,3 3,6 4.1 4,8 5Л 7,2 4, 12,4 12,9 13,3 14,3 14.5 14, ь 14, 16,4 Плезентвил 17,7 3-й Брадфорд Брадфорд 17,4 20,8 21,3 12,1 13,0 12,8 13,1 13,0 14,9 15,5 15,0 15,0 9,3 11,6 11, Кларендон ». ». Уоррен ». ».

» » » » » »......

13,6 16, Глава II. Закон Дарси и изменение проницаемости пористой среды 105 Русселю или иному эквивалентному методу. В этом случае вопрос полноты насыщения керна, особенно для уплотненных песчаников, в течение определенного интервала времени, а также соответственная обтирка насыщенных поверхностей опять создают большую неуверенность в абсолютной точности этого способа. В табл. 8 и 9 Фенчер, Льюис и Бэрнес х дают интересное сравнение всех четырех методов, описанных выше, а также типовые измерения пористости, произведенные этими авторами по различным методам. Можно видеть, что суммарная пористость во многих образцах превосходит эффективную пористость на 0,5—1,0%, а в одном случае даже Таблица 9? Сравнение методов определения пористости рассматриваемые параметры МельчерНэттинг УэшбернБентинг Бэрнес Тип пористости Прибор Точность Время измерения Суммарная Дорогой* До 0,005%** 4 часа Суммарная Эффективная Дешевый Дешевый До 0,025%*** До 0,075% 1 час 0,75 часа Эффективная Дорогой * До 0,05%*** 1 час 10— Размеры и фор- 1 кусок диаме- Один или не- Предпочтитель- 1 кусок ма тром 2,5 см и сколько ма- но I кусок от 14 см*;

прадлиной 1,25см леньких кус- 10 до 14 см*;

вильного контура;

форма ков, в сумме правильные равных от 10 контуры. Фор- должна позвопомесдо 14 см3. ма должна по- лить Форма долж- зволить поме- тить в прибор на позволить стить в при- испытуемый образец поместить в top образец прибор образец Предназначение Сцементирован- Сцементирован- Любая горная Любая горная ный песчаник ный песчаник порода с ма- порода с маотверлюбой струк- любой струк- лым отвер- лым стием пор туры стием пор туры Условия после анализа Уменьшение до Уменьшение до Некоторые по- Легко восстанаразмеров зер- размеров зер- ры заполнены вливается до на на ртутью, пос- первоначаль-^ ледняя при- ных условий липает к поверхности зерен Цитированная работа, Bull., 12, 1933. * Основная статья расхода — аналитические весы. Если последние над® купить специально для пользования этим прибором, последний дорог. Если же весы уже имеются, то стоимость его такая же, как и остальных приборов. ** С прецизионным аппаратом. *** С весьма точной техникой производства опытов.

1 Часть I. Основы яа 3,8% ». Така^ разница может дать ясное представление о больших количествах возможных к извлечению подземных жидкостей при подсчете запасов в пластовых условиях. Можно вспомнить из г л. I, п. 6, что для несцементированных песков граница возможной пористости однородных шаров представляется соответственно 26,0—47,6%. Верхний предел обычно остается справедливым для зерен нешаровой формы и неоднородного распределения размеров, за исключением тех случаев, когда имеет место экстенсивное й сводообразование" зерен внутри пористой среды 3. Нижний предел — 2 6 % может быть значительно снижен путем смешивания песков с различными размерами зерен, и пористость может даже практически совершенно, исчезнуть при добавлении пыли или илов.

Имеются сообщения, что в таких песках, как, например, взятые из месторождения Кеттлмен-Хилс, Калифорния, эта разница настолько высока, что суммарная пористость в три раза выше эффективной пористости (16,2—5,2) (см. 2 уже цитированную работу С. J. Coberly and Stevens А. В.). Большое количество аналогичных данных, относящихся к скважинам, из которых были взяты образцы, можно найти в работе A. F. Melcher, Arner. Assoc. Petrol. Geolog., 8, 716, 1924. 3 Эти исключения можно обычно встретить в порошках, где „сводообразование" бывает настолько экстенсивным, что пористость возрастает до таких высоких значений, как 70% (R. N. Traxler and Baum L., A. H., Physics, 7,9, 1936).

Глава третья ОБЩИЕ ГИДРОДИНАМИЧЕСКИЕ УРАВНЕНИЯ ДЛЯ ТЕЧЕНИЯ ЖИДКОСТЕЙ В ПОРИСТОЙ СРЕДЕ 1. Основные гидродинамические соотношения. Раньше чем приступить к анализу и количественному рассмотрению специальных задач по движению жидкости в пористой среде, было бы неплохо сначала дать обзор и подвести итог некоторым, хорошо известным принципам гидродинамики, которые можно приложить к любому течению. После этого мы сформулируем те соотношения, которые характеризуют течение жидкости в пористой среде, и на их основе разовьем решения, которые соответствуют специфическим проблемам, представляющим промышленный интерес. При производстве анализа основных принципов гидродинамики легко установить, что они представляют собой вновь сформулированные соответственные основы механики в такой редакции, чтобы их можно было приложить к течению жидкостей. Так, раньше всего следует заметить, что хотя жидкости и не представляют собой устойчивых систем, но они подчиняются закону сохранения материи. Этот закон гласит, что масса жидкости в замкнутой системе не может ни создаться вновь, ни исчезнуть. Для целей анализа представляется удобным сформулировать этот закон по отношению к движению жидкости следующим образом: избыток массы потока в чистом виде в единицу времени для бесконечно малого элемента объема жидкости точно равен изменению плотности жидкости в этом элементе в единицу времени, помноженному на объем элемента. Если подвергнуть это положение дальнейшему анализу, то оно получит вид, эквивалентный уравнению:

diV (у») = -L ( Г „ х ) + (yvy) + •• (yVx) = - 1 Г > (W где У —вектор скорости жидкости в точке (X, у, z), обладающий компонентами vx, vy, vz;

у—плотность жидкости в точке (х, у, Z);

/ — пористость среды. Обозначение div или V взято из обозначений векторного анализа к определяется средним выражением в уравнении (1). где уи рассматривается как общая функция вектора (А. Р. Wills, Vector Analysis, 2d edit., 1923).

Часть I. Основы Уравнение (1) можно вывести следующим путем. Возьмем прямоугольный параллелепипед с ребрами dx, dy} dz и центром в точке (х, у, z);

масса потока через боковую сторону dydz, перпендикулярах ную к оси х на расстоянии х — от плоскости yz будет, очевидно (фиг. 21):

х )-~ dydz, где уих относится к точке (х, у, z). Так как масса вытекает с параллельной стороны, то она выразится через dz и рабочий поток, прошедший через обе стороны параллелепипеда, будет разностью расхода на этих двух сторонах, или чх* f дх (№) dxdydz.

Рассматривая аналогично этому остальные стороны параллелепипеда и склаФиг. 21. дывая полученные величины вместе, находим, что величина результирующего потока в единицу времени для элемента объема dxdydz будет:

[~д х д dxdydz.

Масса жидкости в элементе объема будет, очевидно, fy dxdydz, где у — мгновенное значение плотности в точке (х, у, z). Отсюда убыль массы в элементе за единицу времени может быть выражена:

dxdydz.

Приравнивая это выражение согласно закону сохранения материи, величине, определяющей убыль массы из элемента объема, и сокращая диференциал объема dxdydz, получаем непосредственно уравнение (1). Уравнение (1), так называемое „уравнение неразрывности" или его эквивалент встречаются почти во всех отраслях физики. В рассматриваемом случае оно определяет собой закон сохранения материи. В теории электричества несколько измененные формы его выражают закон сохранения заряда. В теории теплопередачи аналогичное уравнение неразрывности выражает закон сохранения тепловой энергии. Фактически каждый физический закон сохранения может быть выражен в форме, эквивалентной уравнению (1). Если состояние потока не зависит от времени, т. е. он является установившимся, правая сторона Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей уравнения (1) становится равной нулю, принимает вид: и уравнение неразрывности iv (yv) = ~ (yvxx) + ~ (yvyy) + A (yvz) = 0. (yv ) + (yv) + (2) Это уравнение может быть в известных случаях еще более упрощено. Мы уже подчеркивали, что при рассмотрении нами вопросов гидродинамики мы имеем дело с материальной жидкостью. Отсюда становится ясной необходимость установить природу рассматриваемой жидкости и термодинамический характер ее движения. Иными словами, следует знать „уравнение состояния", определяющее собою жидкость. В общей форме это уравнение представляет количественную зависимость между плотностью у, давлением р и абсолютной температурой Т, что может быть выражено следующим равенством: Ф(Р, Г, Т ) = 0, (3) где р, у и Т относятся к одному и тому же элементу жидкости. В качестве примера уравнения (3) можно отметить, что если принять жидкость физически совершенно несжимаемой, получим уравнение состояния следующего вида: у = const. Для идеального газа уравнение состояния будет: (4) где w—молекулярный вес газа;

R—газовая постоянная, отнесенная к 1 молю. Уравнение (3) представляет собой определение природы исследуемой жидкости в аналитической форме, и поэтому оно должно являться отправным пунктом при рассмотрении каждой гидродинамической задачи. Установление термодинамического режима течения потребует, разумеется, иного уравнения вида (3) и потому позволит исключить одно из переменных /?, у и Т, чтобы дать полное описание термодинамической природы жидкости и течения с помощью только двух переменных, например, у — у(р). Так, если жидкость представлена идеальным газом и уравнением состояния будет (5), т. е. течение будет изотермическим, характеристика этого типа течения в аналитической форме выразится: Г = const, что является упрощением уравнения (5) до вида: w С другой стороны, если течение адиабатическое, мы вместо уравнения (6) будем иметь: m Т = const y -\ (8) (6) 1Ю Часть I. Основы где т—отношение удельной теплоты при постоянном давлении к удельной теплоте при постоянном объеме. В этом случае уравнение (5) приведется к виду:

'-<)"• то где у0—плотность для / 7 = 1. Уместность приложения уравнения состояния к решению гидродина* мических проблем может быть показана на примере непосредственного применения уравнения (4). Так, для случая несжимаемых жидкостей уравнение (4) должно быть подставлено в уравнение неразрывности (2), что приведет его к виду:

которое включает теперь только компоненты скорости. Уравнение (10) можно рассматривать как условие, определяющее распределение скорости в любой несжимаемой жидкости. Однако аналитически этого недостаточно, чтобы определить индивидуальные компоненты скорости, а физически это уравнение не дает различия между одной несжимаемой жидкостью и другой. Оно также не делает различия между системами, подверженными воздействию внешних массовых сил, как, например, силе тяжести, и системами, где движение осуществляется под действием перепадов давления, а также между жидкостями, движущимися через пористую среду, и жидкостями, протекающими через нестесненные сосуды. Тогда, очевидно, становится необходимым дать характеристику интересующей нас жидкости с динамической и термодинамической стороны и установить вполне определенно, как она реагирует на градиенты давления и внешние усилия. Следует также сформулировать гидродинамический эквивалент закона Ньютона: сила, воздействующая на любое тело, равняется произведению массы этого тела на его ускорение. Более детально эта формулировка будет зависить от природы жидкости и условий, при которых она движется. Хотя мы, в конечном итоге, заинтересованы только в движении жидкости в пористой среде, будет полезно рассмотреть вначале динамическую характеристику жидкости, как она дается в классической гидродинамике струйного потока. 2. Классическая гидродинамика. Уже было отмечено, для того, чтобы иметь законченную систему гидродинамики, в дополнение к уравнению неразрывности и уравнению состояния, требуется полу* чить динамическое определение природы течения. Рассматривая элемент единицы объема жидкости, легко установить, что в целом он подвержен трем видам усилий: 1) компоненты градиента давления —у -рг --г-;

2) компоненты внешних „массовых сил" (как, например, сила тяжести) Fx, Fyt Fz, воздействующих на каждый элемент объема жидкости, и 3) силы, тормозящие движение жидкости и обязанные внутренним силам сопротивления или трению, испытываемому жидкостью. В работах Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей по гидродинамике показано, что последние силы для случая струйного» течения даются декартовыми компонентами:

где fi — вязкость жидкости, определяемая как напряжение при сдвиге в жидкости, созданное единичным градиентом скорости, перпендикулярным к плоскости сдвига, и р 2 —оператор, 17 v J дх** dy " " dz ' I где в—функция, выражением вытекающая — из уравнения dvx dvv до7 дх ' ду ' dz неразрывности, дается:

и физически определяет градиент объемного расширения жидкости. Как уже было отмечено ранее, динамическое уравнение движения должно быть получено приравниванием суммы этих сил произведению массы элемента объема на ускорение, вызванное приложением сил. Так как в целом скорость жидкости будет изменяться от точки к точке, следует заметить при вычислении величины ускорения, что скорость элемента жидкости будет изменяться в течение какого-то интервала времени не только от своего первоначального положения, но будет испытывать дополнительное изменение вследствие того, что за истекший интервал времени этот элемент переместился в другую область жидкости. Поэтому ускорение должно быть выражено производной от скорости по суммарному времени, т. е. через оператор ~Dt~~~dt~^r4t'dx^r~dttdy'^"W д д д, д dz Объединяя эти выводы, получаем в конечном итоге динамические уравнения движения, первоначально выведенные Навье и Стоксом 2 :

У Dvx dn. „. _e. 1 дв 0> д Р х Е7 • „ n, 2,.

I l..

дв При физическом рассмотрении вопроса видно, что, полная система гидродинамических уравнений должна содержать уравнение неразрывСм., например, Н. L a m b, Hydrodynamics, 6 th ed., p. 577, 1932, Есть русский перевод: Лэмб, Гидродинамика, 1947 г. 2 N a v i e r С. L. M. H., An ч chim. phys., 19, 234, 1821;

S t o k e s G. G. Trans. Cambridge Phil. S o c, 8, 287, 1845.

Часть I. Основы ности, уравнение состояния и динамическое уравнение движения жидкости. Не входя в теоретический разбор достаточности этих уравнений, можно заметить, что по крайней мере с элементарной точки зрения вышеприведенная система уравнений полная, так как мы имеем пять независимых уравнений [уравнения (1), (3), гл. III, п. 1 и (1)] для пяти основных неизвестных „у, /?, vx, uyy vzul. В действительности эти пять уравнений в принципе достаточны, чтобы детально описать движение вязкой жидкости, движущейся внутри или через сосуд любой формы. Строго говоря, течение вязкой жидкости в пористой среде является частным случаем общей проблемы струйного движения, жидкостей между непроницаемыми стенками. Поскольку поры среды имеют фиксированные размеры и их граничные поверхности имеют определенные геометрические формы, течение через эти поры в принципе подчиняется классическим уравнениям гидродинамики [уравнения (1) и (3), гл. III, п. 1]. Однако даже беглый обзор исследований в области гидродинамики показывает, что, за исключением определенных случаев с относительно простой геометрией, математические трудности при решении этих классических уравнений почти непреодолимы. Решение с помощью этих уравнений проблем движения жидкости через каналы неправильной и извилистой формы, как, например, в песчанике, остается под большим вопросом, и следует обратиться к иным методам работы в этой области. 3. Обобщенная форма закона Дарси. Из рассмотрения гл. III, п. 1 становится ясным, что поскольку гидродинамика течения в пористой среде может быть сформулирована отлично от классической теории струйного потока, это различие должно заключаться в основном в выражении динамических уравнений, которые классическая теория дает в форме уравнения (1), гл. III, п. 2. Разумеется, закон сохранения материи и термодинамические, определения жидкости должны быть сохранены в любой гидродинамической системе. Однако, совершенно резонно, что динамические связи жидкости, движущейся по узким каналам, с макроскопической точки зрения могут быть представлены в совершенно отличной форме от той, что получается при микроскопическом анализе, и представлены уравнением (1), гл. III. п. 2. Это и есть то отличие, которое было установлено эмпирическим путем ранними экспериментами Дарси над жидкостями и более поздними опытами над газами (см. гл. II, п. 2) и было сформулировано как закон Дарси. Последний гласит, что макроскопическая скорость жидкости, движущейся в пористой среде, прямо пропорциональна градиенту давления, воздействующего на жидкость. Описывая скорость макроскопически, мы полагаем, что элементы объема, к которым относятся скорость и давление, содержат предположительно большое количество пор. При этом динамические переменные фактически усереднены в большом количестве пор среды, хотя в отдельности они могут показывать большую изменчивость в пределах отдельной поры. Таким Предполагается, что переменная Г исключается отсюда с помощью уравнения для определения термодинамического режима потока, например, уравнения (б) и (8), гл. III, и. 1.

Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей образом, если бы можно было найти точное решение уравнения (1), гл. III, п. 2, указанные переменные соответствовали бы ему полностью. Иными словами, закон Дарси является по своей природе статистическим выводом, дающим опытный эквивалент уравнения (1), гл. III, п. 2, Стокса-Навье, усередненный на протяжении очень большого количества отдельных пор. Непосредственные эксперименты, относящиеся к закону Дарси, как это было показано в главе II, ограничены колонками или слоями пористого вещества, в которых макроскопический поток имеет по необходимости линейный характер. Поэтому следует раньше дать обобщение эмпирическим выводам, а затем уже разработать законченную теорию, которую можно будет приложить к любому течению1. Для этого сначала сделаем допущение, что результирующая скорость в любой точке трехмерного течения прямо пропорциональна по величине и имеет то же направление, что результирующий градиент давления в этой точке. Это будет равнозначно допущению, что результирующая скорость может быть разложена на три компонента, параллельные осям координат, причем каждый из них связан с градиентом давления независимо от остальных. Тогда закон Дарси примет следующий вид: vу ~ ky "~ x ft дх* (л ду' & " z ii dz где [л — вязкость жидкости. Проницаемость к в этих уравнениях может изменяться от точки к точке и может быть различной для всех трех компонентов vXy vy, vz, как это показано сносками при буквенных обозначениях. Однако среду обычно рассматривают как изотропную 3, и потому к принимается независимым от направления, если только не указывается обратное. Уравнение (1) все же не является достаточно общим, чтобы охватить все интересующие нас случаи. Если скорость жидкости имеет компонент, направленный по вертикали, ясно, что необходимо принять в расчет явным или неявным путем силу тяжести. В этом случае мы опять должны вернуться к обобщению и допустить, что если какая-нибудь массовая сила с компонентами F x, Fy, Fz действует на единицу объема жидкости, она будет влиять на скорость точно так же, как и градиент давления. Тогда для этого случая закон Дарси напишется так к {dp 1w Некоторые характерные эмпирические подтверждения, оправдывающие зти обобщения, будут приведены в гл. IV, пп. 7 и 11 (см. фиг. 37 и 55). Знак минус взят в уравнении (1) для того, чтобы компоненты скорости оыли положительными, когда жидкости движутся в направлении увеличивающихся значений координат (гл. I I, п. 3). См. гл. И, п. Часть I. Основы Если сила F имеет потенциал Vy можно ввести функцию Ф, определяемую выражением: Ф—jip-V), так, что Vx (3) V дФ "~ ~ ~дх дФ \ y i (4) Отсюда видно, что Ф фактически является „потенциалом скорости и — функция, отрицательный градиент которой дает вектор скорости. Для удобства уравнения (4) могут быть объединены в единое векторное уравнение v= — рФ. (5) Уравнения (3) и (5) можно рассматривать как обобщенный закон Дарси. Их можно принять за динамическую основу для всех проблем, связанных с течением вязкой, а также всех остальных типов однородных жидкостей в пористой среде. Они являются нашим заменителем уравнения (1), гл. III, п. 2 Стокса-Навье и могут рассматриваться как их макроскопический эквивалент. Следует заметить, что зависимость потенциальной функции Ф от вязкости жидкости [л выражается совершенно определенно. Поэтому нет необхрдимости вводить ее в значение проницаемости А:, даже если оба эти фактора принимаются за постоянные величины. Как уже было отмечено в гл. I I, п. 3, это разделение освобождает к от любой связи с природой жидкости и делает ее зависящей только от природы пористой среды. Фактически о зной константы к вполне достаточно, чтобы охарактеризовать однородную пористую среду как носитель любой однородной жидкости. Следующим моментом, который следует отметить по отношению к обобщенным уравнениям Дарси (3) и (4), —это отсутствие в них плотности у. Они не только отличаются по форме от классических уравнений гидродинамики [гл. III, п. 2 (1)], но также и тем, что не содержат совершенно зависимой переменной у. В уравнениях СтоксаНавье у входит в член у jr-, который представляет собой инерцию или силу ускорения в жидкости. Поэтому отсутствие у в уравнениях Дарси (3) и (4) указывает на пренебрежение силами инерции. Следует заранее ожидать этого фундаментального различия, если обратить внимание на то, что благодаря очень большой поверхности, обнаженной для жидкости в пористой среде, сопротивление, определяемое вязВектор F имеет „потенциал" Ф, если его можно представить как градиент (положительный или отрицательный, в зависимости от условий) от Ф, т. е. если F может быть выражено как F= —p

д д д диференциальныи оператор вектора с компонентами -— т, -г—, -г-.

Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей костью, значительно превосходит любые силы ускорения в жидкости, пока не установится турбулентное течение. При этих условиях вполне правильно уже заранее пренебречь величиною инерции, как это часто и делается в действительности при пользовании классическими уравнениями для случаев, где преобладающими силами являются те, что возникают вследствие сопротивлений от внутренних сил трения. Поэтому отсутствие переменной у в уравнениях Дарси следует приписать сравнительной незначительности сил ускорения по сравнению С внутренними сопротивлениями трения в пористой среде, несущей жидкость. Различия в форме уравнений следует отнести к влиянию на классические уравнения статистического усереднения мгновенных и мельчайших изменений, имеющих место в отдельных порах, так что создается упрощенное представление в величинах, которые имеют макроскопическое значе1 ние. 4. Уравнения движения. Теперь, когда сформулированы динамические законы, характеризующие течение жидкостей в пористой среде, мы должны вернуться обратно и дополнить их уравнением неразрывности и уравнением состояния, чтобы сделать систему полной. Так, прилагая сначала динамическое уравнение (5), гл. III, п. 3 к уравнению неразрывности (1), гл. Ill, п. I, получим:

где при всех условиях, представляющих практический интерес, // может быть принято независимым от давления и поэтому может быть вынесено за скобки. Для однородной среды k может быть также вынесено за скобки, и если мы ограничим себя однородной средой, то после этого к можно считать постоянной величиной за исключением некоторых определенных проблем, например, главы VII, при условии, что значение проницаемости не определено иным путем 2. Уравнение (1) тогда примет вид:

V\yA(p-V)] = ^ %.

(2) Теперь осталось дать определение природы жидкости, чтобы получить диференциальное уравнение с одной переменной у или р. В качеВ действительности было бы весьма интересно получить вывод вакона Дарси как прямое следствие уравнений классической гидродинамики 1гл. III, п. 2, (1)], но создается впечатление, что выводы, какие были сделаны Н. К. Боз, являются ложными (N. К. Bose, Memoir Punjab Irrigation Res. Lab., 2, N2 1, 1929, and Punjab Eng. Cong., 1930). В последнем случае уравнение (4) было получено как решение уравнения (1), гл. III, п. 2, где величина инерЦии была отброшена, а обе стороны уравнения (4) представляли экспоненциальное изменение вэ времени. Оставляя в стороне посторонние изменения времени, видно, что решение уравнения (1), гл. III, п. 2 в форме уравнения (4) по необходимости должно относиться к микроскопическим скоростям и давлениям в поре и не может быть признано идентичным макроскопическим скоростям и давлениям уравнения (4), пока не будут приняты в детальный расчет граничные условия, которые бы удовлетворяли всем порам среды. См. гл. II, п. 12 для подтверждения правильности этого допущения, несмотря на большую изменчивость к, установленную по кернам из той же самой скважины.

Часть I. Основы стве достаточно общего уравнения, включающего все однородные жидкости, представляющие промышленный интерес, и все типы струйг ного течения, мы можем взятьг:

Определенные жидкости физической значимости можно подвергнуть следующей классификации: жидкость: т = 0;

несжимаемые жидкости: /? = 0;

сжимаемые жидкости: Д ф 0. Газы: / = 0;

5 изотермическое расширение: т = 1 ;

адиабатическое расширение: удельная теплота при постоянном объеме удельная теплота при постоянном Прилагая эти обозначения к уравнению (2) сила тяжести является единственной массовой на жидкость, так что V = ygz, находим, что для давлении и делая допущение, что силой, воздействующей несжимаемых жидкостей где Ф определяется уравнением жидкостей (3), г л. III, п. 3. Для сжимаемых V (5) Заметим, что нормальная жидкость имеет величину /? порядка 4 10~ шп, в то время как величина yg имеет значение порядка 10~~ am/см. Ясно, что величиной ygz можно совершенно пренебречь 2 по сравнению с -^-. С другой стороны, члены y gpz и — р у пропорциональны отношению вертикальной массовой силы, возникающей благодаря силе тяжести, к той, что создается градиентом давления жидкости. Если это отношение имеет значительную величину, как, например, в случае систем гравитационного течения (глава VI), и сжимаемость жидкости также имеет физическую значимость, решение уравнения (5) потребует весьма точных выкладок. Однако, подобное решение будет в целом очень трудным благодаря нелинейности уравнения. Поэтому для практических целей необходимо рассмотреть фазу сжимаемости и гравитационный компонент течения раздельно: первую путем решения уравнения (5), пренебрегая членами, включающими, и последний—решением уравнения (4). С практической точки зрения ошибки в этом приближении по сравнению с точным решением уравнения (5) не имеют больших последMu s k a t M., Physics, 5, 71, 1934. Вывод уравнения, которому подчиняется движение жидкостей в пористой среде, был первоначально дан в работе (С. S. Slichter, Geol. U. S. Survey, 19th Ann. Rept., 1897— 1898, p. 330), где представлено большое количество решений специальных проблем, посвященных этому вопросу.

2 Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей ствий;

например, в тех случаях, где градиент давления будет представлен достаточно большими значениями, чтобы привести к значительным изменениям плотности жидкости на небольших расстояниях, и где этот же градиент будет очень велик по сравнению с градиентом гравитационного напора yg*. Если изменение плотности имеет значительную величину, особенно вследствие большой протяженности потока (горизонтальной) (см. гл. X, п. 1), течение будет в значительной степени ограничено горизонтальными плоскостями, и гравитационный компонент снова будет иметь малое значение. В таких проблемах, где сила тяжести играет значительную роль, влияние сжимаемости будет иметь меньшее значение, и анализ можно свободно основывать на уравнении (4). В тех же условиях, где влияние сжимаемости жидкости играет преобладающую роль, сила тяжести может быть исключена из рассмотрения. Поэтому в тех случаях, когда течение жидкости можно фактически рассматривать как течение сжимаемой жидкости, мы должны отбросить из уравнения (5) члены, содержащие g, и принять, что система подчиняется уравнению: ду* ' dz* l+m для газов:

1+m к dt ' \-\-m 1-J-m /)2Л.

v "" "ax Я* "•" ^y Л2,.

ГП "^ <) 7П "" /i, „,\4.„, к ГЛ.

'Ж fiy Эти основные диференциальные уравнения мы примем как основу для решения разнообразных проблем течения в пористой среде, имеющих промышленное значение. Следует тут же заметить, что для несжимаемых жидкостей отпадает изменчивость во времени, так что в системе не может быть переходного или неустановившегося состояния, если только граничные условия не изменяются во времени. Давление подчиняется так называемому „уравнению Лапласа", которое встречается также в других разделах физики х. Основное уравнение (6) для сжимаемых жидкостей включает в себя время и фактически по форме совпадает с уравнением теплопровод2 3 ности Фурье. Однако его форма при установившемся состоянии совпадает с приведенной для несжимаемых жидкостей, где плотность играет роль потенциала давления или скорости. Подробно это будет рассмотрено в третьей части настоящей работы.

* Если даже -— • -—• = 10 5, то общий градиент давления будет больше у0 их градиента силы тяжести yg в 100 раз. I См. гл. I I I, п. 6. 2 C a r s l a w H. S., «Mathematical Theory ot the Conduction of Heat in Solids», 2d ed., 1921. Есть русский перевод. Термин „установившееся состояние" в этой работе принимается как определение условий течения, где важнейшие динамические переменные—давление, плотность и скорость — не изменяются во времени, так что все члены основного диференциального уравнения, включающие -г-, могут быть приравнены нулю.

Часть I. Основы Уравнение (7) для газов также содержит время и поэтому допускает неустановившееся состояние. Однако являясь при этом нелинейным и включая зависимую переменную у в степени больше единицы, оно не может иметь точного решения в замкнутой форме. Поэтому в четвертой части будет разработана приближенная теория движения газов. С другой стороны, следует отметить, что в этом случае установившееся состояние также подчиняется уравнению Лапласа при зави1 +т симой переменной у т. Уравнение Лапласа (4) принимается за основу всего аналитического материала второй части, где рассматриваются проблемы течения жидкостей при установившемся состоянии. Это уравнение вытекает из допущения, что жидкость совершенно не сжимаема. Оно дает для реальных жидкостей в общем довольно хорошее приближение, за исключением тех случаев, когда жидкость обладает ненормально высокой сжимаемостью или когда размеры потока весьма велики (см. гл. X, п.1). С другой стороны, можно рассматривать применение уравнения (4), как дающее только формальное упрощение проблемы движения реально сжимаемой жидкости. Если это только требуется, можно получить распределение плотности жидкости у для установившегося движения сжимаемой жилкости из выражения для Ф или /7, выведенного для системы несжимаемой жидкости той же геометрии, простой интерпретацией Ф или р, как у, при одном условии, что пренебрегают влиянием силы тяжести. При этом граничные условия (гл. III, п. 5) выражаются в единицах граничной плотности или массы потока. На поверхностях или кривых равного давления или потенциала плотность будет постоянной, и линии тока будут касательны к градиенту вектора у\/у или вектору скорости массы — — yd. Для практических целей в связи с весьма низкой сжимаемостью реальных жидкостей всегда будет достаточно рассматривать течение жидкости в установившемся состоянии как проблему течения несжимаемой жидкости и отсюда подчиняющимся уравнению (4). За исключением тех случаев, когда сжимаемость непосредственно входит как важная часть в проблему, например, тот случай, о котором будет итти речь в г л. X, п. 1, можно рассматривать решения для установившегося состояния как восстанавливающие в непрерывной последовательности изменения граничных условий во времени. Время входит во все эти выражения скорее как постоянная величина (параметр), чем как независимая переменная. Каждое мгновенное распределение давления и связанного с ним расхода будет в т о же мгновение отражать граничные условия, как будто последние сохраняли свое значение и раньше в продолжение неопределенно долгого отрезка времени. Хотя такое определение изменений времени будет точным только для строго несжимаемой жидкости, однако, с практической точки зрения этого будет вполне достаточно при рассмотрении аналогичных проблем, где можно пренебречь сжимаемостью, если только система действительно находится в установившемся состоянии. При интерпретации символа а также сноску в гл. III, п. 3, р см. уравнения (3) и (4), гл. I I, п.

Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей Следует заметить также, что основные диференциальные уравнения (4), (6) и (7) базируются на неявном допущении, что течение обладает фиксированной геометрией. Однако, для определенных типов гравитационного течения жидкость, освобождая первоначальный объем пористой среды, не возмещается, и геометрические границы интересующей нас области будут изменяться таким образом, что получится непрерывное уменьшение объема. Этот тип проблемы непосредственно входит в сферу изучения флуктуации уровня грунтовых вод, что представляет большой практический интерес в вопросах залегания вод, ирригации и т. д. К несчастью, он осложнен такими аналитическими трудностями, что получить удовлетворительные решения даже для более простых случаев не представляется возможным. Приложение теории Дюпюи — Форхгеймера, которая обычно применялась для решения таких задач и которая приведена в гл. VI, п. 17, включает в себя столько находящихся под вопросом допущений, что может быть оправдано с трудом воспроизведение анализов, базирующихся на этой теории, хотя ничего лучшего до сих пор еще не было предложено. Поэтому мы решили опустить в настоящей работе любой вид рассмотрения флуктуации уровня грунтовых вод с надеждой, что это опущение будет стимулировать последующих исследователей к работе над этой важной проблемой. В конечном итоге можно заметить, что аналитические основы, уравнения (4), (6) и (7), решений специфических проблем течения, которые даются в последующих главах, были выведены на допущении строгой справедливости обобщенного закона Дарси, уравнение (5), гл. III, п. 3, или ламинарности рассматриваемого течения. Область применимости этого закона покрывает, как это было указано в гл. II, п. 2, почти все практически интересные проблемы. Фактически мы можем ограничить рамки настоящей работы теми проблемами течения, которые подчиняются закону Дарси.

теории диференциальных уравнений в частных производных, уравнения (4), (6), (7), гл. III, п. 4, имеют бесконечное количество решений. Кроме того, решения линейных уравнений (4) и (6), гл. I I I, п. 4, можно связать линейно с произвольными постоянными коэфициентами, которые дадут дополнительно иные решения. Естественно, возникает вопрос, как можно выбрать среди этих решений те, которые следует приложить к какой-нибудь определенной проблеме. Без всякого детального анализа ясно, что выбранное решение должно быть таково, чтобы оно имело индивидуальный характер для интересующей нас проблемы. Так как все проблемы, которые мы собираемся рассматривать, имеют один и тот же динамический характер и все они подчиняются уравнениям (4) и (7), гл. III, п. 4, то их различие между собой по необходимости следует отнести к различию в границах, определяющих жидкость, и в отдельных физических условиях, которые налагаются на эти границы в тот начальный момент, когда вводятся „граничные условия". Следует заметить, что эти границы совсем не представляют собой водонепроницаемых стенок, ограничивающих область, занятую жидкостью от пространства. Они скорее являются в общем геометрическими поверхностями, во всех точках которых скорость жидкости или потенциал скорости, а также данная функция их обеих могут рассматриваться как 5. Граничные и начальные условия* Как это хорошо известно из Часть I. Основы известные величины. Только в исключительных случаях, где на отдельных частях этих геометрических поверхностей нормальные составляющие скорости становятся равными нулю, эти части соответствуют физически 1 непроницаемым границам. Эти поверхности могут находиться всецело в конечной области пространства. В таком случае физической задачей является определение скорости и распределение потенциала внутри ограниченной поверхности для данных „граничных условий". Интересующая нас область может распространяться также до бесконечности, будучи заключена в замкнутые поверхности конечной области пространства. В одном случае нас может интересовать распределение скорости и потенциала внутри сферической области для данного распределения потенциала или скорости на поверхности сферы. Можно сосредоточить свое внимание также на пространстве, внешнем по отношению к сфере и распространяющимся до иной поверхности, замыкающей сферу, или даже до бесконечности. В последнем случае условия, которые налагаются на решение при бесконечном протяжении области, могут состоять, например, в требовании, чтобы потенциал или скорость обращались в нуль заранее указанным способом. Когда рассматривается задача установившегося состояния, т. е. решается проблема со строго несжимаемой жидкостью, то ввиду отсутствия независимой переменной / в уравнении (4), гл. III, п. 4, является достаточным следующий перечень „граничных условий": заданные значения потенциала давления или скорости а, нормальной составляющей скорости, или же линейной связи между ними во всех граничных точках системы, чтобы установить единтвенность распределения давления или потенциала внутри области с определенными границами. Если система принадлежит к неустановившемуся состоянию, с распределением плотности в системе, изменяющейся во времени, необходимо оговорить также начальные условия, т. е. первоначальное распределение плотности, при котором система начинает свое существование. Вполне понятно, что плотности, а отсюда давления в любой конечный отрезок времени в двух системах с одними и теми же граничными условиями будут совершенно различны. Например, в одном случае система имеет постоянную плотность в произвольный начальный момент, в то время как в другом случае плотность в тот же самый начальный момент имеет совершенно иное переменное распределение. С другой стороны, следует заметить, что всякое неустановившееся состояние с граничными условиями, стремящимися к постоянным значениям, будет приближаться с течением времени к состоянию установившегося распределения, вне зависимости от начальных условий, и будет „Нормальной" составляющей скорости к поверхности называется компонент скорости, перпендикулярный к поверхности. 2 Термины потенциал давления и потенциал скорости применяются здесь в достаточно широком смысле и взаимозаменяемы, так как оба они удовлетворяют уравнению Лапласа (4), гл. III, п. 4, и любой из них можно принять в качестве основной физической зависимой переменной, характеризующей течение несжимаемой жидкости. Окончательный выбор соответствующей величины при производстве фактического анализа делается в зависимости от удобства, что в свою очередь определяется той ролью, которую играет сила тяжести, воздействующая на движение жидкости.

Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей определяться только конечными значениями граничных условий *. Это означает, что после неопределенно длительного промежутка времени все течения с одной и той же геометрией и одними и теми же постоянными пределами граничных условий, не содержащие внутри себя каких-либо источников жидкости или стоков (области бесконечно малого объема, где жидкость вводится в систему или удаляется из нее), будут иметь ту же самую установившуюся плотность и распределение давления. Величина расхода, при котором исчезает влияние начальных условий и устанавливается состояние установившегося распределения для данной пористой среды, определяется в основном эффективной сжимаемостью жидкости. Расход увеличивается по мере уменьшения сжимаемости. Это является следствием того факта, что „начальные условия" не нужны при решении задач с несжимаемыми жидкостями. Можно рассматривать несжимаемые жидкости как жидкости со сжимаемостью, равной нулю. Отсюда следует, что если бы в системе существовало сначала неустановившееся распределение давления, оно бы немедленно исчезло и установилось бы состояние установившегося распределения последнего. Таким образом, рассмотрение проблемы неустановившегося состояния для несжимаемых жидкостей при постоянных граничных условиях автоматически преобразуется в проблему установившегося состояния для данных граничных условий. По этой же самой причине распределение давления в системе с несжимаемой жидкостью и граничными значениями давления и скорости, изменяющимися во времени, пройдет через непрерывный ряд состояний установившихся распределений и каждый из них будет соответствовать мгновенным условиям на границах. Однако для сжимаемых жидкостей или газов не может быть установившихся состояний, если только граничные услов я не остаются во времени постоянными, так как изменения в граничных значениях не будут передаваться сейчас же остальной части системы. Фактически благодаря сжимаемости жидкости потребуется неопределенное время для полного перераспределения плотностей и восстановления условий установившегося состояния. Исходя из этого, видно, что в конечном итоге физическая проблема движения жидкостей в пористой среде в общем определяется заданием: 1) геометрических границ области пространства, для которого желательно иметь решение, 2) граничных условий на этих границах и 3) плотности и отсюда распределения давления в начальный момент. Обозначая границы через «S и зависимые переменные р} Ф или у через Фу можем принять одну из следующих форм для обозначения граничных условий, имеющих физический смысл: а) Ф дается на 5 ' с дп дается на & \Ц является нормалью ко) \ (I) ) ~д~- 4-/гФ дается на 5 [h может быть функцией от (х, у, z)] где эти граничные значения зависят или не зависят от времени. Здесь делается допущение, что величина алгебраической суммы течения, проходящего через систему, стремится в конечном итоге к нулевому значению.

Часть I. Основы Тогда физическая проблема сводится к аналитической задаче нахождения функции Ф(х, у, 2), которая в зависимости от природы жидкости удовлетворяла бы уравнениям (4), гл. III, п. 4;

(6), гл. III, п. 1 или (7), гл. III, п. 4, и в то же самое время особенностям выбранного заранее граничного, а также начального условий, если только проблема относится к неустановившемуся течению сжимаемой жидкости или газа. К счастью, можно доказать, что если эта функция определена, то не существует других, которые бы удовлетворяли всем этим условиям. Поэтому можно быть уверенным, что если это решение было найдено применявшимся методом, то всякий другой правильный метод по необходимости приведет к тому же самому вывода. 6. Аналогии с остальными физическими проблемами. Было уже показано, что общая задача установившегося течения жидкостей в пористой среде может быть сведена к решению уравнения Лапласа с зависимыми переменными р, у или у т при соответствующих граничных условиях, которые даются, например, уравнением (1), гл. III, п. 5. Так как это уравнение очень хорошо известно по остальным разделам физики, то можно использовать общий метод его решения, а в отдельных случаях принять и сами решения для большого количества практически интересных проблем течения из числа тех, что уже были решены с иными целями в других разделах физики, простым переводом их в соответствующие гидродинамические эквиваленты. Поэтому в табл. 10 мы приводим сопоставление между гидродинамикой установившегося течения жидкости в пористой среде и проблемами установившейся теплопроводности, электростатикой и электрическим током в сплошных проводниках. Эти аналогии могут оказать помощь в отчетливом представлении себе проблем течения тем, кто уже знаком с подобными проблемами в области теплопроводности, электростатики или электротока. Существуют еще иные физические проблемы, например, известные случаи теории кручения упругих стержней или течения вязких жидкостей^ согласно законов классической гидродинамики, которые также подчиняются уравнению Лапласа. Однако более широко распространенные примеры из таблицы будут совершенно достаточны, чтобы показать общность природы этих аналогий. Для удобства был выбран специфический случай течения несжимаемой жидкости, где зависимой переменной является давление р. При этом пренебрегаем влиянием силы тяжести. Однако существует одна особенность в гидродинамике течения в пористой среде, которая не имеет непосредственного аналога в остальных физических проблемах, охарактеризованных в табл. 10. Это потенциал V в уравнении (3), гл. III, п. 3, который представляет собою потенциал силы тяжести, если он только входит в рассматриваемые проблемы течения, и имеет вид: V = Ygz, (1) где г — вертикальная ось, направленная вниз. Хотя в расчет и принимается формальное введение потенциала Ф, однако, следует учитывать этот факт при установлении граничных условий, которые с физической стороны более естественно представить в виде значений давления. Так, Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей Таблица 10 Аналогия между течением несжимаемой жидкости в пористой среде, теплопроводностью, электростатикой и электропроводностью Гидродинамика установившегося потока через пористую сре- Теплопроводность ду (несжимаемые жидкости) Давление р Отрицательный градиент давления — рр Проницаемость к Вязкость ' рь Вектор скорости Температура и Электростатика Электропроводность к Закон Дарси Поверхность равного давления р= const Непроницаемые перемычки или линии тока др_ =0 дп ЭлектростатичеНапряжение — потенциал V ский потенциал Ф Отрицательный Отрицательный Вектор напряжетемпературный ния поля Е =—рФ градиент потенциала— pV градиент — ри Коэфициент тепло ДиэлектричеУдельная проводипроводности к ская постоянмость а ная е An 'An Величина тепло- Диэлектрическое Вектор тока проводности замещение Т= q = —куй * Е= An Закон Фурье Закон Ома Закон Максвелла о диэлектрическом замещении ЭквипотенциальИзотермическая Эквипотенциальповерхность ная поверхность ная поверхность V=const и=const Ф = const Свободная или Изолированные Трубки или силоизолированная поповерхности или вые линии верхность трубки линии теплоили линии тока передачи dV дФ_ =0 =0 дп ~дп дп если жидкость движется по трещине в породе, которая поддерживается все время в состоянии дренирования, давление будет постоянным по всей поверхности трещины, в то время как Ф будет изменяться линейно с изменением г. С другой стороны, ести трещина будет заполнена жидкостью в гидростатическом равновесии, давление по поверхности трещины будет возрастать линейно с изменением z, в то время как потенциальная функция Ф будет постоянной по всей поверхности. Если, пренебречь силой тяжести, давление будет постоянным в обоих случаях по всей поверхности трещины. В общем можно принимать или давление /?, или потенциал Ф. В последующих главах в зависимости от специфики рассматриваемых задач мы будем произвольно переходить от одного фактора к другому. 7. Недекартовы системы координат. Так как изучаемые в последующих разделах системы течения жидкости обладают часто особыми видами симметрии, будет удобным выразить основное уравнение Лапласа Часть I. Основы в таких системах координат, где симметрия системы может быть выражена соответственным образом. Поэтому перепишем уравнение дх2 в цилиндрических и сферических координатах, установим их связь с прямоугольными декартовыми координатами (х, у, z) и, допустив, что Ф является потенциалом скорости, дадим компоненты последней в новых системах координат.

Лм ~I Лг/ Фиг. 22.

Фиг. 23.

Цилиндрические координаты (г, 0, z), (фиг. 22):

> !/ • x=* г cos в;

дФ дг >• dr и ij sin0;

1 дФ т ''V "^ О) • в дФ г дв ' (2) (3) Сферические координаты (г, 0, %) (фиг. 23):

z=r cos V (4) (5) (6) T = дг > г 1 г sin в дФ д% ' Эти уравнения показывают, что если течение жидкости симметрично относительно некоторой оси, то эту симметрию можно свободно выразить в системе цилиндрических координат, принимая ось z за ось сим Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей метрии и дФ принимая -^ = 0. С другой стороны, если система обла дает сферической симметрией, то последняя естественно должна выразиться в сферических координатах с началом координат в центре дФ дФ симметрии, с исключением членов, выраженных через -^ нии (6).

и -г— в уравне 8. Заключение. Раньше чем дать решение какой-нибудь частной проблемы движения жидкостей в пористой среде, следует разработать общую формулировку гидродинамики рассматриваемого течения. Любое такое исследование можно представить себе как формулировку в новой редакции хорошо известных основных определений и закономерностей механики, выраженных гидродинамическими значениями так, чтобы их можно было приложить к течению жидкостей. Это требует раньше всего, чтобы течение полностью подчинялось закону сохранения материи. Поэтому оно должно удовлетворять уравнению неразрывности [(1), гл. III, п. 1], которое является аналитическим утверждением закона сохранения материи. После этого необходимо определить термодинамическую природу интересующей нас жидкости и режим течения. Природа жидкости в общем виде может быть представлена зависимостью между давлением, плотностью и температурой его [уравнение (3), гл. III, п. 1], которое является уравнением состояния жидкости. Постоянство плотности в уравнении состояния характеризует собой несжимаемую жидкость. Так, закон Бойля может быть принят в. качестве уравнения состояния для течения идеального газа. Термодинамический режим течения может быть охарактеризован аналогичным путем зависимостью между давлением, плотностью и температурой. Так, температура потока постоянна при изотермическом режиме и изменяется от известного показателя степени плотности для адиабатического режима. Наконец, необходимо установить динамические связи жидкости с градиентом давления и внешними силами. В основном это дается гидродинамическим подтверждением первого закона движения Ньютона. Из всех характеристик течения, требуемых формулировками, эта характеристика является наиболее специфичней. В то время как все жидкости должны удовлетворять уравнению неразрывности, и большие группы их могут контролироваться единичным уравнением состояния, одна и та же жидкость может иметь различные динамические характеристики в зависимости от условий, при которых происходит движение, и среды, в которой поток движется. Классическая гидродинамика, например, определяет динамическое действие на жидкость с помощью уравнения Стокса-Навье [уравнение (1), гл. III, п. 2]. Последнее дает следующее распределение сил, которые воздействуют на жидкость: градиент давления, внешние массовые силы, например, сила тяжести и силы внутреннего трения в жидкости, которые определяются ее вязкостью. В принципе этот анализ можно приложить ко всем видам движения жидкости и даже в том случае, когда жидкость проходит сквозь пористую среду. Однако решение конечных уравнений можно получить только для относительно простых случаев. Эти уравнения создают Часть I. Основы непреодолимые математические трудности, если их приложить ьепосредственно к течению через лабиринты и путанные ходы пористой среды. К счастью, эти математические трудности не так серьезны, как они кажутся, так как, помимо всего, мы не заинтересованы в мельчайших подробностях движения жидкости в отдельных порах. Практический интерес представляют собой только макроскопические свойства течения, усередненные по большому количеству пор. Эта конечная усередненная зависимость течения в пористой среде подвергалась изучению эмпирическим путем. Проведенные исследования дали весьма простой вывод —закон Дарси, а именно: скорость жидкости в любой точке пористой среды прямо пропорциональна градиенту давления в этой точке. При этом все полученные количества усереднены по большому числу пор [уравнение (1), гл. III, п. 3 ] г. Это уравнение является макроскопическим эквивалентом динамического определения природы течения вязких жидкостей, лежащего в основе классической гидродинамики, и образует динамический базис для гидродинамики струйного течения однородных жидкостей в пористой среде. Обобщая первичные результаты опытов Дарси, чтобы получить пространственную форму течения и включить в нее влияние силы тяжести [уравнение (2), гл. III, п. 3], а также прилагая уравнение неразрывности и уравнение состояния к различного типа жидкостям, получаем, что давление и плотности должны удовлетворять следующим уравнениям. Для несжимаемых жидкостей:

ду ~~~дх* ' ду ' ~dz? """ ' ф а — (р — V) [см. уравнение (4), гл. III, п. 4] Для сжимаемых жидкостей:

д2у ду l Для газов:

m)/m УР авнение < )> - > /сч гл fTT ш J -L r /n\ ттт лл [CM. уравнение (7), гл. Ill, п. 4], где Ф и р — потенциал скорости и давление жидкости в точке (х, у, z);

у — потенциал массовых сил (тяжести), воздействующих на жидкость, у — плотность жидкости;

/ — время;

к —проницаемость пористой среды;

/ — е е пористость;

fi — сжимаемость жидкости;

(л — вязкость жидкости;

—плотность газа при единичном давлении;

т — константа, опредеЭтот вывод справедлив только в пределах известных скоростей жидкости, в зависимости от среднего размера зерна или поры среды, плотности и вязкости жидкости. По мере того как эти пределы будут превзойдены, правильность вывода будет становиться все менее точной. Однако почти во всех практических проблемах скорости жидкости фактически меньше или того же самого порядка, что и предельные скорости, почему эти системы и находятся в области ламинарного или макроскопического струйного потока.

Глава III. Общие гидродинамические уравнения для жидкостей ляющая термодинамическую природу течения, имеющая значение 1 для: изотермического потока и 0,71 для воздуха при адиабатическом течении. Во всех случаях, подчиняющихся вышеуказанным уравнениям, предполагается, что пористая среда остается изотропной и однородной. Все проблемы течения однородных жидкостей в пористой среде при ламинарных условиях подчиняются одному из этих уравнений. Специфические задачи характеризуются геометрией области, где происходит течение, граничными условиями, которые устанавливаются на контурах этих областей, и начальным распределением давления или плотности в тот момент, когда система начинает свою жизнь, при условии, что рассматриваемая проблема относится к неустановившемуся состоянию. Граничные условия заключаются в установленных значениях зависимых переменных на контурах, или полных производных от зависимых переменных, которые представляют собой нормали скоростей жидкости на границах области. Когда заданы эти условия, а это можно установить совершенно произвольно, проблема становится аналитически определимой и существует только одно решение ее, которое удовлетворяет диференциальному уравнению, граничным и начальным условиям (гл. III, п. 5). Теперь, когда гидродинамика движения жидкости в пористой среде была сформулирована в целом в виде диференциальных уравнений в частных производных для давления или плотности, необходимо разработать способы их решения. Поэтому представляется интересным заметить, что уравнение Лапласа, которому подчиняются все случаи установившегося течения, уже хорошо известно в остальных разделах физики, например, теории установившейся теплопроводности, электростатике и электрического тока. Так как при изучении последних областей науки многие проблемы уже были решены, эти решения можно перенести и приложить к проблеме течения жидкости в пористой среде, если только мы будем знать, как произвести переход и интерпретацию интересующих нас количеств от одного предмета науки к другому. Поэтому была показана внешняя аналогия, относящаяся к количественным значениям температуры, напряжения, тока, диэлектрической постоянной и т. д., с соответственными понятиями в нашей гидродинамической системе (гл. III, п. 6). Наконец, предусматривая, что некоторые из интересующих нас проблем обладают специфическими формами симметрии, уравнение Лапласа было представлено в иных системах координат, где определенные виды симметрии найдут себе более яркое выражение, чем в декартовой системе координат (гл. III, п, 7).

ЧАСТЬ ВТОРАЯ УСТАНОВИВШЕЕСЯ ТЕЧЕНИЕ ЖИДКОСТЕЙ Глава четвертая ПРОБЛЕМЫ ПЛОСКОГО ТЕЧЕНИЯ И МЕТОДЫ ТЕОРИИ ПОТЕНЦИАЛА 1. Введение. После рассмотрения наиболее элементарного типа задач о течении — линейном, который подвергся изучению в главе И1 при установлении закона Дарси, следующей по простоте задачей является двухмерный или плоский поток. В этой задаче принимают, что распределение вектора скорости в жидкости v зависит только от двух прямоугольных координат системы и остается независимым по отношению,к третьей. С физической точки зрения, разумеется, всякая жидкость по необходимости имеет свое развитие во всех трех измерениях, но значение плоских течений заключается в том, что при этом все особенности движения жидкости можно рассматривать в одной плоскости. Для всех иных плоскостей, параллельных данной, характер движения будет тождественным. Проблемы плоского течения, имеющие практический интерес, представлены в общем следующими двумя типами задач. Первый тип ограничен горизонтальным плоским движением, где v не зависит от вертикальной координаты z. Такие задачи возникают при рассмотрении песчаников с постоянной мощностью, все поры которых заполнены жидкостью и разбурены скважинами, вскрывшими всю мощность песчаника. При этом течение должно быть по необходимости плоским. Отсюда следует, что если даже сила тяжести и воздействует на каждый элемент жидкости, то последний будет двигаться всей своей массой в вертикальном направлении, или же нигде не будет иметь перемещения, а отсюда и скорости по вертикали. Поэтому становится ясным, что сила тяжести в любом случае при этом типе движения не имеет никакого значения. Поэтому можно совершенно точно принять давление р эквивалентом2 потенциала скорости. В главе VI рассмотрены соответствующие задачи, где уровни жидкости на поверхностях стока падают ниже кровли песчаника, что влечет за собой появление определенного гравитационного эффекта. Кроме того линейного течения, которое было уже описано, и чьи характерные особенности фактически приведены в гл. II, п. 5, не имеется другого подробно изученного случая этого движения. 2 Коэфициент к/р должен быть, конечно, умножен на р, чтобы получить правильные численные значения внутренних скоростей при любом течении.

Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

Исходя из указанных предпосылок, следует, что основное уравнение в прямоугольной системе координат, которому подчиняется горизонтальное плоское движение в установившемся состоянии, будет:

дх* Второй тип задач плоского течения, который будет рассматриваться в настоящей главе, характеризуется большим распространением течения в одном горизонтальном направлении без всяких изменений динамического режима вдоль последнего. Отсюда природа жидкости, за исключением граничного участка всего течения, остается той же самой во всех вертикальных плоскостях, пересекающих эту огромную протяженную систему под прямым углом. Задачи второго типа возникают при рассмотрении фильтрации и противодавления под плотинами, длина которых сравнительно велика по отношению к их ширине. В этом случае соответственной динамической переменной будет потенциальная функция Ф, так как вследствие того, что течение осуществляется в вертикальной плоскости, линии тока будут нормальны скорее к эквипотенциальным поверхностям, чем к поверхностям равного напора. Однако в процессе математического решения можно применить и р и Ф, так как они оба удовлетворяют уравнению Лапласа:

у ~~ дхт к откуда дФ др дФ к ( др где у принимается за вертикальную координату;

^ соответствуют положительному и отрицательному направлению у. 2. Радиальное течение в скважину. Радиальным течением называется плоское движение жидкости, симметричное относительно оси и изменяющееся в отдельных своих чертах с удалением от оси симметрии. Это течение является наиболее простым случаем плоского движения Чтобы можно было извлечь пользу из симметрии рассматриваемой задачи, необходимо при решении принять соответствующую систему координат. Это очевидно, цилиндрическая система координат, приведенная к плоскости. Из уравнений (2) и (3), гл. III, п. 7 имеем, что основные уравнения в цилиндрической системе координат, приложенные к плоскости, а также уравнения эквивалентные (1) и (2), гл. IV, п. I имеют вид:

ог\ дг / ^ г Часть II. Установившееся течение жидкостей Из полученных определений следует, что, в частности, для радиального течения это выражение примет вид: 1д Т"дг г—— = k (3) —~ дв ~ и < к дг ' "г. —о (4) Интегрируя уравнение (3), получим сначала: Р г -~ = const = а затем: как общее выражение для распределения давления при радиальном течении. В предыдущей главе было показано, что диференциальные уравнения для потенциала скорости и давления должны быть восполнены описанием границ течения и состоянием граничФиг. 24. ных условий. Как уже было отмечено, эти границы и граничные условия являются совершенно произвольными при условии, что не было сделано предварительных допущений относительно режима течения. Но так как в настоящем случае уже было произведено допущение радиальности течения, мы.уже не являемся свободными в выборе соответствующих границ и граничных условий. Фактически не представляет собой труда показать, что единственной системой, создающей радиальное течение, является область, оконтуренная двумя концентрическими окружностями, на каждой из которых давление постоянно. Таким образом, радиальное течение характеризуется следующими условиями (фиг. 24): (7) где при решении практических задач r w может соответствовать радиусу скважины, в которую поступает жидкость (вода или нефть) из г!ласта;

pw—давление на обнаженном забое скважины. Последнее может явиться до известной степени произвольным и может регулироваться напором столба жидкости, поддерживаемого в скважине1. С другой стороны, давление ре нельзя изменять по усмотрению. В целом оно зависит от глубины залегания несущего жидкость песчаника относительно его выходов и всей предварительной истории разработки песчаника. Расстояние ге является совершенно произвольным. Его следует принимать от центра скважины до такой точки, где есть все основания получить Рекомендуется, однако, поддерживать всегда уровень жидкости выше кровли продуктивного песчаника. Иначе следует принимать в расчет гравита* ционный эффект (глава VI).

1 д (5) Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

вполне обоснованные величины давления ре. Вводя условия (7) в (6), получаем в итоге два уравнения для с± и с2: Pw*= СгIn rw + C2i где \nrjrw _ ре = Сг In Ге + С2, > Pw\nre-pe\nrw lnr /r ' el w nr так, что Pe~P\» Pe, Pvo ^ e ~~ Pe ^ w ПГН nr Л;

— Pw -, Г Inrjr^ inT^;

" Inr e /r w r ^+ /7w * W выражение Прикладывая для г^г сюда уравнение (4), получим следующее В конечном итоге суммарный приток за единицу времени из песчаника в скважину определится, очевидно, из уравнения:

г filnr /г f v v/ еw о где /г—мощность песчаника. Отсюда р и vr можно выразить расход Q:

через Как показывают эти уравнения, давление при радиальном течении меняется с изменением логарифма расстояния от центра скважины;

скорость изменяется прямо пропорционально общему перепаду давления в системе pe—pw и обратно пропорционально радиусу последней;

текущий дебит в системе также пропорционален общему перепаду давления Pe—pv;

. Все эти функции изменяются обратно пропорционально логарифму отношения радиусов контуров. Кривые равного напора являются окружностями, концентричными по отношению к контуру скважины, а линии тока — радиусами-векторами, проведенными из центра внутренней граничной окружности. Рассмотрим следующий численный пример, основанный на этих выводах. Допустим: / = 0,075 м;

= 10 am;

г е =150 м;

/л =з 1 сантипуазу. /с==1 дарси;

Часть II. Установившееся течение жидкостей Из уравнений (8) и (9;

следует:

ат '> (13) (14) 10 20я 1 ~ ~~Г 1, см 1>,с е к = ^ см3/сек/см песчаника = = 71,452 я* / сутки/м мощности. (15) На фиг. 25 приведены 14графики построения данных решения уравнений (13) 12 и (14). (tort Полученные выводы все1 8 цело основаны на непосредственной аналитической трактовке проблемы радиального течения. Однако представляет собой интерес 2 привести здесь несколько более физически обоснованО О 15 30 45 60 75 30 105 120 135 150 ный метод решения, чем маг -расстояние от центра ск$аЖиш $м нипуляция с диференциальными уравнениями (3). Фиг. 25. Распределение радиальной скорости В этом случае необходимо (vr) и давления (р) относительно забоя скважиначать с интегрирования ны, вскрывшей полностью однородный пласт уравнения неразрывности, песчаника с постоянной мощностью, где kffi=\, которое полагает, что суми соответственные давления при г = 0,075 м и г = 150 м равняются нулю и 10 am. марное течение через любую концентрическую по отношению к граничному контуру окружность является постоянной величиной или 2mvrh = const = — Q.

I * - '• • — — ' v [^ 1.

м я а м в ••нвяв Отсюда непосредственно вытекает, что Q (12) Прикладывая сюда уравнение (4), имеем:

1л дг Q 2jtrh * В результате получаем снова: Inkh In ~ + Р*> (11) В этом случае отрицательное значение и г, так же как и в уравнениях (9) и (12), при условии Ре>Pw обозначает просто, что жидкость движется в направлении уменьшающихся значений г.

Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

Эти выводы индентичны с уже полученным ранее уравнением. Однако этот же вывод ясно показывает, что первое интегрирование диференциального уравнения для р (5) непосредственно обеспечивает уравнение неразрывности. Второе интегрирование соответствует приложению закона Дарси к распределению скорости, а отсюда к распределению давления. Возвращаясь к вопросу распределения давления и скорости, можно отметить некоторые отличительные особенности графиков на фиг. 25. Видно, что давление растет очень быстро, а скорость резко падает с увеличением расстояния от скважины на интервале последнего, имеющего малые значения. С другой стороны, при больших расстояниях от скважины изменения давления и скорости очень малы. Давление медленно растет, лриближаясь к своему максимальному значению на внешнем контуре г9 а скорость падает еще более плавно по мере своего приближения к минимуму на том же внешнем контуре. Что же касается абсолютного значения скорости, следует заметить, что для рассмотренного только что числового примера, где текущий дебит составлял 214,4 м3/сутки для песчаника мощностью 3 м9 скорость даже на забое скважины не превышала 0,17 см/сек. Отсюда для скважины, дающей воду с указанным дебитом из песчаника с эффективным диаметром зерна —0,05 см, число Рейнольдса даже на обнаженной поверхности забоя будет только 0,85. Оно будет значительно ниже того критического значения числа Рейнольдса, при котором закон Дарси начинает отклоняться от эксперимента (гл. II, п. 2). Из уравнения (10) видно, что текущий дебит Q прямо пропорционален проницаемости песчаника. Изменчивость его определяется логарифмом отношения радиуса внешнего контура к радиусу скважины. Она показывает необходимость иметь большие изменения в величине последних, чтобы это отразилось заметным образом на текущем дебите. Для удвоения продуктивности скважины увеличением ее радиуса необходимо, чтобы радиус скважины был увеличен до значения rw. (16) e Тот факт, что р в уравнении (11) продолжает возрастать до бесконечно сти по мере роста значения г большем, чем ге, не следует принимать за указание на ошибку в основной теории, ведущей к уравнению (11). Все, что можно требовать от любой аналитической теории, — это дать физически правильные выводы в границах области, для которых ищется решение, При экстраполяции полученного решения за пределы этих границ не встречается надобности в его физической значимости. Если, например, хотят, чтобы при величине Кге давление было ре, это требование должно быть принято совершенно точно граничным условием задачи» Тогда значение р при ге будет зафиксировано однозначно в полученном решении. Аналогично этому, если р в уравнении (11) станет бесконечно большим (—со) при г равным нулю, оно не получит никакого значения, так как уравнение (11) по своему существу не имеет никакого смысла при г<г^ и не должно применяться при условии r

Часть II. Установившееся течение жидкостей Чтобы получить тот же самый эффект уменьшением радиуса внешнего контура, последний должен уменьшиться до величины Л. (17) Для приведенного числового примера это означает, что удвоение текущего дебита вызовет необходимость увеличения радиуса скважины от 0,075 до 3,354 м или уменьшения радиуса внешнего контура питания от 150 до 3,354 м. Практическое значение этого малого изменения величины Q с изменением r w и ге заключается в том, что относительно небольшие погрешности в значении r w и ге для любого практического случая будут создавать мало заметные ошибки при конечном исчислении Q. Отсюда можно допускать вполне приемлемыми значения для rw = 0,075 м и г е = 1 5 0 м, не боясь ввести большие погрешности в исчисление Q (гл. II, п. 11). Следующим интересным моментом в приведенном выводе является то обстоятельство, что увеличение производительности артезианской или нефтяной скважины за счет увеличения диаметра последней является недостаточно практичным методом. Приведенный пример ясно показывает, что может потребоваться увеличение диаметра скважины в 40 раз только для того, чтобы удвоить ее производительность. Наконец, следует упомянуть, что согласно аналогиям, приведенным в предыдущей главе, уравнения (8) и (9) соответствуют распределению потенциала и плотности тока между двумя концентричными цилиндрами, разделенными средой с величиной проводимости к//и. Уравнение (10) дает суммарную величину тока, протекающего через систему. 3. Ряд Фурье. Чтобы распространить выводы, полученные в предыдущем разделе, также и на те случаи, где течение в скважину не является строго радиальным, необходимо несколько отклониться от темы и привести описание существенных моментов из теории рядов Фурье. Так как нас интересует только их приложение к решению уравнения Лапласа [(1), гл. IV, п. 2], то все доказательства, относящиеся к теории Фурье,- будут опущены и рассмотрение вопроса будет ограничено формулировкой теоретических выводов и некоторыми при* мерами, их иллюстрирующими. Основная теорема, определяющая ряд Фурье, сформулирована следующим образом. Любая функция / ( х ), имеющая конечное число конечных точек разрыва непрерывности, а также максимума и минимума в интервале — с ^ х ^ с, может быть выражена для этого интервала рядом Фурье:

оо I \^J —' л ^О I 7 • I */2 L-vJo " г" UY\ will —— Ij c y if где a i^ c n = —jf —с (x) cos - ^ dx;

bn = ~ j / (x) sin -!— dx.

—с (2) Принимая уравнение (1), можем легко получить из него (2) умножением обеих сторон (1) на величину, например, cos dx и интегрируя затем по Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

Для значений х, когда / (х) изменяется монотонно, сумма ряда в правой части уравнения (1) равняется / ( х ). Для значений х, г д е / ( х ) имеет точки разрыва, сумма ряда в уравнении (1) равняется среднему алгебраическому значению / ( х ) по обе стороны разрыва непрерывности. Если функция с такими наложенными ограничениями определяется сегментом 0 ^ х ^ с, ее можно выразить на сегменте 0 <^ X ^ с любым из следующих рядов:

оо cos гшх ап = или -|- J / (x) оо (3) плх, it Л tUo, „ /7ЯХ С с (4), 2 /* о J Вывод этих выражений для действительных случаев будет показан нами на следующих примерах. I. О б щ и й р я д Ф у р ь е. Допустим, что О< X тг, как это показано на фиг. 26. Ссылаясь на уравнения (1) и (2), видно, что в данном случае Отсюда значения коэфициентов в разложении будут:

-f-я п а = — I / (x) cos nxdx = — I x cos nxdx, -n п лученное выражение в пределах от —с до +с. Это интегрирование даст нам величину коэфициента а т. Аналогичная процедура с умножением обеих сторон уравнения (1) на член sin dx даст величину Ьт, Для полного представления о теории рядов Фурье читатель может познакомиться с книгой Н. S. Carslaw, „Fourier's Series and Integrals", 3d. ed., 1930;

или E. T. Whittaker and G. N. Watson, „Modern Analysis", chap. IX, 4 th ed., 1927. Есть русский перевод. Практическое приложение теории рядов Фурье можно найти в книге W. E. Byerly, „Fourier's Series and Spherical Harmonics", 1893. Приведенные в настоящей работе фор мулировки рядов Фурье являются довольно свободными. Это сделано для того, чтобы избежать введения пространной терминологии, требуемой при более точном рассмотрении вопроса.

Часть II. Установившееся течение жидкостей когда п — нечетное и ап=0, когда п—четное. Однако а0 должно быть подсчитано в отдельности, как: 1 о Г л ~. так:

Аналогично этому значение Ьп выразится Ьп = — / f(x)s\nnxdx= —n — / х sin nxdx = - t ^.

ffx) fix) - -47Г-37Г-27Т-7Г А t л Т-яг-г, I п Зч Фиг. 26. Построение функции: f(x) = 0: — п < х < 0;

/ (х) = х;

0 <. х < п.

Фиг. 27. Построение общего вида ряда Фурье, изображенного на фиг. 26.

Подставляя эти значения в уравнение (1), получим следующий вид его для / ( х ) :

cos Зх, cos 5x +( sln sin2x, sin Зх sin 4x (5) Хорошо сделать в этом месте следующее предостережение. Справедливо, что для каждого значения х между х = — л и х = 0 сумма ряда в уравнении (5) будет фактически равна нулю, а для всех значений X между Х = 0 и х = + л ;

сумма ряда будет равна значению X. Однако для значений х < — л сумма ряда не будет больше оставаться равной нулю и не будет также равна х для значения х>л. Вне сегмента —л^Х^ж ряд повторяет свои значения на этом сегменте. В частности, он имеет свойства а фактически (6) как это показано на фиг. 27. Отсюда видно, что ряд Фурье по своему численному значению эквивалентен в каждой точке произвольной функции в пределах сегмента для которого эта функция определена. Вместе с тем он воспроизводит периодически эту функцию на равных интервалах вне установленного сегмента. Таким образом, если необходимо взять ряд Фурье для некоторой функции в точке х0, необходимо определить эту функцию для промежутка, который включал бы в себя по крайней мере х 0.

Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

Следующий пример относится к ряду косинусов, в котором ряд Фурье содержит только члены с косинусами, например, уравнение (3). II. Р а з л о ж е н и е п о к о с и н у с а м. Допустим, как это показано на фиг. 28, Для этого случая с = 2тг. Отсюда на основании уравнения (3) -ydx» — J о n-i пх о = 0, когда п — четное;

Отсюда Ь. 2Ь ( cos 2Ь ( ап х 2ft (— 1 ), когда п—нечетное.

Зх 2.

+ Далее ао=Ь.

--2- + — ( 1 C0S 1 эх 1 7х \ cos 7" "2 "Т" • • • У (7) В этом выражении имеются два момента, вызывающие особый.интерес. Первое, что следует заметить,—при х = л: все тригонометрические функции в уравнении (7) обращаются в нуль и /(тт) = —. Так как на основании уже данного определения это есть среднее значение функции в точке разрыва непрерывности, видно, что ряд Фурье в точке разрыва непрерывности фактически принимает значение, равное 11*/' среднему алгебраическому предельных значении функции по обе стороны разрыва. г--п г*i— Так как cos X является четной функ» ь\ 1 1 цией X, то следующее, что необходимо t 1 1 1 U 1 заметить, — ее значение не меняется 2% при изменении х на — х, и ряд Фурье, представленный уравнением (7) и фиг. 28, не только воспроизводит Фиг. 28. Построение ряда по копериодически себя для х>2тг, но для синусам функции: х < 0 он дает точное отражение своих f(x) = Ь:0<х<л;

f(x) = 0: значений в области, где х > 0. Хотя поп < х < 2 п. ведение ряда Фурье имеет значение только в промежутке его предельных значений, представляется интересным заметить, что разложение функции в ряд косинусов для 0 ^ х -^ с эквивалентно допущению, что она является четной функцией в двойном промежутке —с < х ^ г. В случае разложения функции в ряд по синусу можно видеть, что результаты будут несколько отличны.

1 1 а 1 | 1 1 1 Часть II. Установившееся течение жидкостей I I I. Р а з л о ж е н и е п о с и н у с а м. Разложим теперь только что проанализированную функцию в ряд синусов. Допустим снова, что: /(х) = 0 ;

Из уравнения (4) имеем:

2* sin dXes о п irJ sin ПХ пл 4Ь п —нечетное;

/7 = 4/77;

откуда пл П = 2/77, 1. Зх (8) Для х~л следует опять:

жак и при разложении в ряд косинусов. Но так как sin x является нечетной функцией х, т. е. функция меняет свой знак при изменении х на — х, ряд в уравнении (8) дает отрицательное отражение функции /(х), как это показано на фиг. 29, когда х меняется на — х. Отсюда видно, что разложение в ряд синусов для 0 <^х ^ с эквивалентно допущению, что / ( х ) является нечетной функцией в промежутке — с ^ х < с. Из общего ряда при 2я Зп разложении по синусу (уравнение 4) следует также, что ряд по синусу дает —t в сумме нуль для предельных значений в концах промежутка даже в том слуФиг. 29. Построение ряда по си- чае, если функция определена как не нусам функции: имеющая нулевых значений в конечных точках. Так, из уравнения (8) следует, f(x) = b;

0 < х < л;

что / (0) = 0, хотя определение / (х) f(x) = 0;

л<х<2тг. требует условия, чтобы / (0) = Ь. Разложение ряда по косинусу воспроизводит на концах промежутка значения, установленные первоначальной функцией. Таким образом, можно -легко подтвердить, что разложение по косинусу, согласно уравнению (7), дает f(Q) = b> так как ряд •1— с» V (-1)" = Л Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

Наконец, следует отметить следующие важные и оригинальные свойства ряда Фурье. Если два ряда Фурье с одним и тем же промежутком предельных значений равны во всех точках этого промежутка, то оба ряда тождественно равны и коэфициенты соответствующих тригонометрических функций должны быть также равны. Это равноценно утверждению, что если ряд Фурье во всех точках промежутка предельных значений обращается в нуль, он равен тождественно нулю. 4. Несимметричное течение в скважину. С практической точки Зрения строго радиальное течение, налагающее условие постоянства давления на круговой контур, концентричный поверхности скважины, повидимому, является слишком идеальным случаем по отношению к действительным условиям, которые существуют на практике. Скорее следует допустить, что даже такие, течения, которые имеют только одну скважину, не будут обладать в целом постоянством давления при распределении его на внешних границах системы;

скважины не будут лежать в центре их внешних контуров и наконец, сами границы, давления на которых предусмотрены и известны, будут по своей форме отличны от окружности. Во всех этих случаях течение в скважину будет несимметрично, и распределение давления будет зависеть от координат азимута и радиуса системы. В последующих трех разделах будут подвергнуты исследованию три такие типичные задачи. В первом случае мы еще сохраним в качестве внешней границы окружность, концентричную скважине, но позволим граничному давлению, а также давлению на поверхности забоя скважины изменяться произвольным путем. Решение задачи будет базироваться на теории рядов Фурье. Другой'случай будет относиться к круговым, но не концентричным контурам, соответствующим смещению скважины от центра ее внешнего контура. Для решения этой задачи будет применен метод функций Грина. Наконец, будет рассмотрена задача, в которой внешний контур не является больше окружностью, а скорее прямой линией, как, например, линия водонефтяного контакта при продвижении краевой воды. 5. Произвольное распределение давления на контуре. Если течение в скважину не обладает совершенной симметричностью, то задача не может подвергнуться упрощению, как это сделано в п. 2. Вернее всего следовало бы приложить более общие уравнения (1)и(2), гл. IV, п. 2, и их решения, которые зависят в целом от угла в, а также от радиуса г. Легко убедиться в том, что эти решения могут иметь один из следующих видов: const;

Inr;

fcos ав;

rasina6;

r~acosa8;

r~~asin a6, где а является действительной постоянной для всех задач, имеющих практическое значение. Так как уравнение (1), гл. IV, п. 2, является линейным, ибо оно не имеет членов, содержащих р или его производных в степени больше единицы, то всякое линейное сочетание отдельных решений будет также являться его решением. На этом основании общее решение уравнения (1), гл. IV, п. 2, может быть написано в следующей форме р = с0 In г + 2 г° (#« s i n а #"+" ^а cos ад) + О) Часть II. Установившееся течение жидкостей В этом уравнении величины с0, аа, Ьа, са, da и даже сами а являются постоянными, не зависящими от г и от 6, и должны быть подобраны так, чтобы р или -. - приняли бы заранее установленные значения вдоль двух окружностей радиусом r = r w и г = ге, которые оконтуривают интересующую нас область. Это может быть получено, как это описано в п. 3, гл. IV, приложением теории рядов Фурье. С этой целью является удобным допустить, что окружность 2л разделена при радиусе в = тг, как это показано на фиг. 30, так, что искомый сегмент будет —л;

<0<тг. В этом случае, если значения р на границе будут выражены рядами Фурье, граничные условия могут быть написаны в следующей форме: Р р = ре as (wn sin пд + xn cos пд):

— 7i

(en sin пд + fn cos пд):

\ (2) Фиг. 30.

оо Однако раньше, чем приложить эти выражения, следует вначале заметить, что с физической точки зрения р само должно быть периодично по отношению к 6 с периодом 2ж. Отсюда можно сделать непосредственное заключение, что величины а в уравнении (1) должны принять по необходимости только целые значения, которые можно обозначить через п, где п положительно. Зная величины а, можно приложить условия уравнения (2) к (1). Это даст:

оо (u>n sin пд ф хп cosnd) = 5 cQ In rw + V / " (ап sin пд + bn cos пд) + = • о оо о sin dn cos н0), со e оо Zd ( n sin о /n cos пв) = с 0 In r e + \ fl (an sin пд ^ 6П cos п о оо Г п cos Так как эти уравнения должны удовлетворяться для всех значений в в сегменте — я ^ С д < ^ л, то, исходя из свойств ряда Фурье, приведенных в п. 3, гл. IV, следует, что коэфициенты при sin пд и cos пб с обеих сторон уравнений должны быть равны.

Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории Это даст следующие равенства:

Wn = и.—П + dnrwn п еп = п + спг7 n fn — h r + dnr7 *о = со\п rv, + bQ, хп = г n п >о, п >о, п >о, л>0, /о = а = о. °' Р--Ре Решим эти равенства относительно ап, сп, bn, dn\ Y Г~П —{ Г~П -^п е in w СТ П D fr >п w n n x rn л • (3) пге r D п — = f"w' e n r—n —nrn w e (/o~ ln r Jr.

w In re/rw Отсюда, если известны wn, xn, en, / n, уравнение (З) дает постоянные йп, Ью сп и dn, которые определяют распределение давления во всех точках между границами с радиусом rw и ге. В качестве примера была выбрана следующая задача (фиг. 31): r = rw: P = Pw = const:

0: —;

(4) Хотя эти условия являются достаточно определяющими задачу, они должны быть раньше всего выражены рядом Фурье. Так, из уравнения (2) видно, что разложение pw выражается просто:

п х • у а а Ш„ = 0 ' = Я"> (5) С другой стороны, разложение ре имеет следующий вид:

2Л sin sin to = -j-l fn=O;

n > 0, еп = 0, когда п — четное, е (б) еп =, когда п — нечетное.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Тогда решение для р примет следующую форму:

со р = с0 In г + ^ г" (я п sin л0 + 6 n cos л0) + о со + У\ r~ (cn sin пв + dn cos пб), где согласно уравнениям (3), (5) и (6) Ре n О) — Рw In rJrw > In r Jr.iv п — четное, IV nnD n п — нечетное, л>0, п—четное, п —нечетное, и п. ип = и, п — r 'пг~п — r *~п'гп * ип g. wе w Отсюда в конечном итоге р можно выразить следующим равенством:

2Ре lnr e /rr / e w sinne nDn [\r ) \(rw\n \rwj (г Y| J n—нечетное Легко убедиться, что при г = rw уравнение (8) приводит немедленно к значению p = pw\ когда же г =ге, оно, как и следует ожидать, приводится к уравнению (6). Распределение скорости, соответствующее распределению давления согласно уравнению (8), легко устанавливается приложением уравнений (2), гл. IV, п. 2, к (8). Так, Ч-г 2pji ПЦГ fir In ei'v? rjr X —нечетное (9) JL 2pPk COS / дв 71/ЛГ n—нечетное Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории... Расход 1 в скважине примет вид:

W Сравнивая этот вывод с уравнением (10), гл. IV, п. 2, которое дает значение Q для строго радиального течения, заметно, что влияние приложения давления ре только на половине внешнего контура равноценно приложению половины ре по всему контуру. Аналогично этому легко показать, что если давление ре приложено только к дуге окружности, угол которой s при окружности радиусом ге, расход составит:

(П) a P SS P e e Это равноценно допущению распределения давления —~— по всему внешнему контуру. Так какдля общего распределения давления согласна уравнению (1) дебит Q определяется выражением:

Q - - f"rOrd J = ***•- 2"*(А.-».) = ^ f /« ИInrjrw ii\arjrw e -Q v > то для более общей формулировки следует заметить, что если ре, рш являются усередненньши значениями произвольного распределения давления соответственно радиусам ге и rWi то суммарное течение через пласт песчаника является аналогичным тому, при котором средние давления будут равномерно приложены к их соответственным границам. Этот интересный вывод показывает всю силу более совершенного аналитического метода решения, хотя физически это явление имеет слабое дока2 зательство своей очевидности. Отсюда следует, если только известно окружающее давление вокруг скважины, можно пренебречь отклонениями при распределении давления и рассчитывать добычу со скважины, как будто течение в нее строго радиальное. В последнем случае неуверенность в выборе внешней границы системы ге приведет к сравнительно небольшим ошибкам при исчислении В данном случае, а также в последующих разделах термин „расход* будет представлять собой величину текущего дебита с данной поверхности стока на единицу мощности пористой среды. 2 Следует заметить, что ряд Фурье можно приложить также и к решению уравнения Лапласа в декартовых координатах [уравнение (1), гл. IV, п. 1J.

rx ch cos Ото непосредственно вытекает из того обстоятельства, что —г- оу —г— ах и ch cos л —г- ах —:— ау являются частными решениями этого уравнения. Однако эти решения применимы только в том случае, когда область питания ограничена прямыми линиями, параллельными оси х или у. Применение разложения в ряд. Фурье для решения задач, рассматриваемых в последующих главах, приводится в главах V, ц. 3, VI, п. 20, VII, пп. 5 и 10 и X, п. 14.

Часть II. Установившееся течение жидкостей значения Q, так как радиусы входят в величину Q в логарифмической форме. Когда вместо распределения давления будет дано распределение скорости по одному или обоим радиусам ге и rW9 можно применить для решения тот же самый аналитический метод. Так как в этом случае суммарный расход дается с самого начала, то все, что остается решить,— это установить отдельные подробности распределения давления и скорости в пласте песчаника, а такая задача не представляет большого практического интереса. Обычно достаточно знать средние давления, и уравнение (12), написанное в следующей форме:

In rjrw Этого вполне достаточно, чтобы охарактеризовать среднее давление на расстоянии ге от скважины, когда известны среднее давление р^ и текущий дебит Q. Возвращаясь к первоначальной задаче, ограниченной уравнением (4), следует уточнить, является ли величина pw положительной или отрицательной. В зависимости от этого течение будет соответствовать движению из верхней половины системы с радиусом /* = / > (0 < 0 < п) в " < скважину и утечке из скважины в нижнюю половину системы радиусом / = г е ( — л ^ 0 ^ 0 ), или же движению в скважину из всей оконтуренной внешней границей области. Плотность расхода при этом будет выше при условии 0>О, чем при условии 0<О. Наконец, при условии pw > pe следует держаться аналогичного аналитического метода, за исключением того, что скорости будут иметь обратное направление и система будет" представлена движением, направленным от скважины в окружающий ее песчаный пласт, 6. Течение между неконцентричными круговыми границами. Функция Грина. В предыдущем разделе было показано, что допущение постоянства давления по внешнему круговому контуру, окружающему скважину, может дать очень близкое приближение при подсчете расхода, поступающего в скважину, при одном условии, что допущенное постоянство давления представляет собой среднее значение распределения давления по контуру. Следующим вопросом, который будет подвергнут рассмотрению, является приближение, заключающееся в допущении, что скважина находится в центре внешнего контура. Поэтому следует проанализировать условия течения в системе, где скважина и внешний контур не концентричны, и посмотреть, в какой степени эти условия будут отличаться от идеальной обстановки, когда центр скважины совпадает с центром внешнего кругового контура. С этой целью является удобным ввести для решения задачи теорию и метод функции Грина. Дли плоской задачи функция Грина может быть сформулирована следующим образом: решение G уравнения Лапласа, симметричное в двух точках (х, у;

х', у'), имеет логарифмическую особенность при (х, у) = (х\ у ' ) и равно нулю, если (х, у) является точкой на контуре рассматриваемой области питания. В теории потенциала изучается аналогичная функция, которая обладает тем свойством, Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

что ее производная по нормали равняется нулю на всех точках контура. Для целей, поставленных в настоящей работе, встречается потребность только в функции, сформулированной в первоначальном изложении. Если эта функция будет найдена для данной области, можно показать, что распределение потенциала внутри последнего определится из следующего :

, у) = - ^фр(х', у')~(х,у;

x'y')ds, (1) где р{х\уг) дает значение р на контуре области, элементы которого обозначены через ds*t п — внешняя нормаль к ds, а. интеграл распространяется на весь контур. В принципе функция Грина представляет собой наиболее мощное аналитическое оружие, способное разрешить задачи в области теории потенциала. Однако недостатком ее является то обстоятельство, что нахождение функции Грина является часто такой же тяжелой задачей, что и решение задачи о потенциале прямыми способами. Все же для задачи, рассматриваемой в настоящем разделе, функция Грина может быть найдена без затруднения. Ход решения будет таков. Допустим наличие двух элементарных точек питания (с пространственной точки _ _. _ _ 4 \ Фиг. 32. Источник находитзрения линия питания) с противоположными с я в т о ч к е (д, 0) внутри крузнаками на расстоянии д и d от центра га с радиусом г = ге и его круга, описанного радиусом г е. Обе точки отображение (d,0). лежат на одной и той же радиальной линии так, что d

р = In 4- const = In cr /"l (2) где r x —расстояние (x, у) от источника в точке (д, 0) и г 2 —расстояние от места стока в точке (fif, 0). Это выражение является решением уравнения Лапласа и имеет логарифмическую особенность внутри круга г = ге при гг = 0. Оно становится равным нулю вдоль линии, определяемой уравнением: 1 или же для кривых: д — сЧ 1-е2 ' У (3) » ( 1 - е 2242 ) (4) Чтобы представить контур г =ге необходимо следующее:

с центром в начале координат, д (5) Часть II. Установившееся течение жидкостей Отсюда функция:

д удовлетворяет требованиям функции Грина для области, оконтуренной окружностью г = г е, за исключением того, что ее особенность относится к фиксированной точке (<3, 0). Если последняя будет замещена переменной точкой г' = (х', у ' ), легко убедиться, что соответствующая функция, которая явится интересующей нас функцией Грина, будет иметь вид:

G(x, у;

х', /)=1п где = VX 1 г' 1 г -j =У х + У г\ V (7) В общем случае отображением расположенной ки (х', у ' ), как это в круге г = ге точх' г2 v'r 2 показано на фиг. 33, будет точка ^,,,2 i' 12 Если скважина небольшого радиуса rw помещена в точке ( х ', у ' ), для которой zf \ — (5, ясно, что в случае функция G будет постоянной во всех практических случаях по кругу радиусом rw и будет иметь фактическое значение In Фиг. 33. Отображение произвольной точки (х', у') внутри круга с радиусом г = ге. pss pw:

L ^ г ^ JIn Отсюда решение /?, для которого = Отсутствие симметрии в этом выражении для G является только внешним, так как достаточно небольших преобразований, чтобы показать | z' | гг действительно симметричным в точке (х, у) и {х\ у'). Вид G, который более т\ отчетливо показывает симметрию, будет G=ln, где z, z' являются комплексными векторами к {х, у) и (*', у'), а вертикали указывают н а комплексное сопряжение.

Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории... дается следующим равенством:

G (х, у;

S, 0) (9) In ~~rerw Последнее дает распределение давления между скважиной и круговым контуром радиуса ге для случая, когда скважина смещена на расстояние д от центра внешнего контура и где граничные условия даются уравнением (8). Чтобы определить расход из пласта в скважину, является удобным принять центр ее за начало полярных координат (г, 6). Тогда Q выразится из уравнения:

в—/ -п rvr

In w "Л ln r lz 1 п дано построением на фиг. 34 как функция д/ге для re/rw = 2000. Видно, что влияние смещения \ скважины из центра области пиf,5 тания настолько незначительно, что, даже когда она находится на половине расстояния между центром внешнего контура и саA мим контуром, рост дебита меньше 5 % от первоначального Qo. (——" ^ — ивз—* 1.0 С практической точки зрения 0 OJ 0,1 0,3 0A 0.5 0.6 OJ G.8 0.3 этот вывод показывает, что можS/.в г. но пренебречь ошибкой, которая Ф и г. 3 4. График влияния на эксплоатасоздается допущением нахожде- ционную производительность скважины ния скважины непосредственно в ее смещения (б) от центра внешнего круцентре кругового контура, если гового контура: QIQQ = (эксплоатационная производительность только смещение ее из центра не смещенной скважины) / (эксплоатационную является величиной порядка са- производительность центральной скважины) j (радиус скважины) / (радиус внешнего конмого радиуса контура. Этот вытура, те) = 1/2000. вод вполне оправдывает применение формулы простого радиального течения в том случае, когда забой скважины наклонен к плоскости залегания песчаника под любым более или менее обоснованным углом, так как получающееся в конечном итог?* III « Часть II. Установившееся течение жидкостей результирующее смещение скважины от центра пласта создает малоощутительные изменения в значении Q. Для того чтобы подчеркнуть исключительное преимущество применения функции Грина, если только последняя была найдена, определим распределение давления для случая, когда последнее не является более постоянным по внешнему контуру. Так, если граничные условия представлены в следующем виде:

уравнения (1) и (9) дают нам следующее решение:

= где -~к J -я In e гг ' е' w Г =Ге ' является, очевидно, значением первого члена в уравнении (13) для центра скважины и отсюда согласно теореме Гаусса (гл. IV, п. 16) представляет среднее давление на поверхности забоя, обязанное распределению давления на внешнем контуре. Таким образом, математическое определение давлений в любой точке между забоем скважины и внешними границами сводится к решению определенного интеграла из уравнения (13). Равным образом решается просто задача определения расхода в скважину при этих условиях. В уравнении (10) расход обозначается следующим выражением:

+п dp \ r=r w Легко убедиться в том, что интеграл в уравнении (13) не определяет собой полезного расхода в скважину, так как все выражение содержит член, связанный с р и имеющий конечное значение во всех точках внутри внешнего контура. Отсюда Q принимает вид:

kr w (Аи — w o) /•" Г dG 2кя (ц„ — pw) fl I n <15) e'w Значение и0 среднего давления на поверхности скважины, обязанное распределению его на контуре, так же, как и значение давления для центра скважины, обязанное распределению давления на поверхности Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

последней, может быть получено простым решением интеграла (уравнение 14), принимая во внимание, что 'M-*r"-2ar',jcosfl' (16) где | z ' | заменено через г' и 0' — угол между г' и осью х. Легко установить, что полученный результат является интегралом Пуассона:

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 12 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.